DE3323811A1

DE3323811A1 - Halbleiter-laser

Info

Publication number: DE3323811A1
Application number: DE19833323811
Authority: DE
Inventors: Masakazu Sendai Miyagi Morishita; Junichi Nishizawa; Tadahiro Ohmi
Original assignee: Individual
Current assignee: Individual
Priority date: 1982-07-01
Filing date: 1983-07-01
Publication date: 1984-01-05
Anticipated expiration: 2003-07-02
Also published as: GB8317935D0; JPS5967677A; GB2126780A; US4603420A; GB2126780B; DE3323811C2

Description

3323311

HOFFMANN · EITLE &:PARTNER: _; .-*";, :

PATENT· UND RECHTSAnWlTE··

PATENTANWÄLTE D1PL.-ING. W. EITLE · DR. RER. NAT. K. HOFFMANN · DIPL-INS. W. LEHN

DIPL-ΙΝΘ. K. FOCHSLE · DR. RER. NAT. B. HANSEN · DR. RER. NAT. H -A. BRAUNS · DIPL.-ING. K. GORG

DIPL₁-INe. K. KOHLMANN · RECHTSANWALT A. NETTE

. AA-

Handotai Kenkyu Shinkokai 38 87 9

Sendai-shi, Miyagi

Japan

Halbleiter-Laser

Die Erfindung betrifft einen Halbleiter-Laser mit einer kurzen Resonatorlänge und einen optischen integrierten Schaltkreis mit mindestens einem "derartigen Halbleiter-Laser.
5

Gewöhnliche Halbleiter-Laser werden als getrennte Teile, gewöhnlich mit einer Länge von etwa 200 μΐη bis 400 [im und einer Breite von etwa 2 μΐη bis 13 μη hergestellt. Infolge dieser Größe und dem entsprechend hohen Energieverbrauch sind gewöhnliche Halbleiter-Laser nicht für die Verwendung in integrierten Schaltkreisen geeignet. Auch wenn sie so verwendet würden, würde es unmöglich sein, eine so hohe Integrationsdichte zu erreichen, wie man sie mit einem gewöhnlichen integrierten Schaltkreis erreicht. Ein optischer integrierter Schaltkreis wird im allgemeinen als unpraktisch angesehen, wenn nicht die

ELLASTRASBE 4 . D-SO^f) MÖNCHEN 81 ■ TELEFON COBBJ 911OB7 · TELEX 5-2961Ο CPATHEJ

Q C- ? CQI

Integrationsdichte und der Energieverbrauch sich mindestens etwa bei dem gleichen Niveau bewegen, wie dies bei gewöhnlichen integrierten Schaltkreisen der Fall ist.

Es ist daher Aufgabe der vorliegenden Erfindung/einen Laser mit einer kurzen Länge und einer schmalen Breite und einen optischen integrierten Schaltkreis mit mindestens einem derartigen Laser zu schaffen.

Diese Aufgabe wird mittels eines Doppel-Bipolarsperrschicht-Halbleiter-Lasers mit einer kurzen Resonatorlänge gelöst. Die Abmessungen des Resonators sind so, daß der Energie- verbrauch des Lasers auf etwa 1 mW oder weniger beschränkt wird. Dies ist möglich durch die Ausbildung eines verdickten Abschnitts in einer Überzugsschicht, die unterhalb der aktiven Zone liegt, in der der Resonator ausgebildet ist, wobei der verdickte Abschnitt sich parallel zum Resonator erstreckt. An den zwei gegenüberliegenden Enden des Resonators werden durch Anordnen eines dünnen, dielektrischen isolierenden Films direkt über den Enden des Resonators und Beschichten dieses Films mit einer Metallschicht Spiegel ausgebildet.

Ausführungsbeispiele der Erfindung sind in der Zeichnung dargestellt und werden im folgenden näher beschrieben. Es zeigen:

Fig. 1 eine perspektivische Ansicht eines

typischen Halbleiter-Lasers; 30

Fig. 2 bis 10 Diagramme zur Erklärung des Aufbaus eines

Resonators und der Eigenschaften des Halbleiter-Lasers ;

Fig. 11A, 11B und 12 Diagramme zur Erklärung einer Stromverstärkungseigenschaft ;

β « «·
Λ -Γ, C

5	Fig.	16
	Fig.	17
10

- νί-
< /13-

Fig. 13 ein optisches Wellenfuhrungsmodell; Fig. 14 und 15 Kennlinien der optischen Wellenführung;

einen Halbleiter-Laser mit drei Anschlüssen;

eine Lateralmoden Stabilisierungskennlinie des Lasers von Fig. 16;

Fig. 18 bis 23 Schnittansichten von Ausführungsformen

des Halbleiter-Lasers mit einer schmalen Breite;

Fig. 24A und 24B eine Ausführungsform eines Halbleiter-Lasers / bei dem die optische Kopplung vergrößert ist;

Fig. 25 ein Diagramm zur Darstellung der Bestimmung . eines optischen Kopplungskoeffizienten;

Fig. 26 eine weitere Ausführungsform eines Halbleiter-Lasers mit einer optischen Kopplung;

Fig. 27 bis 29 Diagramme zur Erklärung der Arbeitsweise

des optischen Speichers;

Fig. 30 eine Ausführungsform eines optischen

Speichers;
30

Fig. 31 ein Diagramm der Energiebänder;

Fig. 32 bis 3 5 weitere entsprechende Ausführungsformen

eines optischen Speichers;

Fig. 36 ein Beispiel einer Resonanzkennlinie

eines Fabling-Perrot-Resonators;

< j

Fig. 37 ein Diagramm zur Darstellung einer oberen Grenze der Modulationsfrequenz;

Fig. 3 8 und 39 Diagramme zur Erklärung der Licht-zu-Licht-

Wechselwirkung;

Fig. 40 und 41A bis 41C Schnittansichten von Ausführungsformen, die Licht-zu-Licht-Wechselwirkung für die Modulation verwenden;

Fig. 42 ein Diagramm zur Erklärung einer anderen Licht-zu-Licht-Modulationstechnik;

Fig. 43 und 45 Diagramme zur Erklärung einer optischen

Wellenführungsart;

Fig. 46 und 47 Diagramme zur Darstellung spezieller

Rechenbeispiele; und

Fig. 48 bis 51 verschiedene Ausführungsformen mit

optischen Verbindungen zwischen einem Halbleiter-Laser und einer optischen

Wellenführung.

Fig. 1 zeigt eine perspektivische Ansicht eines typischen Aufbaus eines gewöhnlichen Halbleiter-Lasers, der beispielsweise einen Doppel-Bipolar-Sperrschichtaufbau (DH) von GaAs und Ga₁ Al As aufweist. In Fig. 1 umfaßt der

+ ι-x x ₊

Laser ein η -Typ GaAs-Substrat 1, einen η -Typ Ga_1- Al As-Bereich 2, einen GaAs-Abschnitt (aktiver Bereich) 3, einen ρ -Typ Ga₁ Al As-Bereich 4, einen η-Typ GaAs-

Ί —X X

Bereich 5, einen ρ -Typ Diffusionsbereich 6 und Elektroden 7 und 8. Die Diffusionsstreifenbreite, die Dicke der

323811

aktiven Schicht und die Länge eines zwischen gegenüberliegenden Enden des Lasers ausgebildeten Resonators sind durch die Bezugszeichen W, d bzw. L dargestellt.

Beim Versuch, den Resonator kürzer auszubilden, besteht das größte Problem typischerweise in einer Steigerung der Schwellstromdichte. D.h., bei einem Halbleiter-Laser ist der Leistungs- bzw. Energiereflexionskoeffizient R jeder Endfläche beträchtlich kleiner als Eins (R = 0,31 für GaAs und R = 0,29 für InP), obwohl der genaue Wert von R von der Dicke der aktiven Schicht, dem Material rings um die gegenüberliegenden Seitenabschnitte der aktiven Schicht und der Schwingungsart abhängt. Aus diesem Grund sind die Spiegelverluste an den Endflächen verglichen mit den Verlusten im Inneren der Vorrichtung beträchtlich groß. Für einen Doppel-Bipolar-Sperrschicht-Halbleiter-Laser einer GaAlAs-GaAs-Bauweise kann beispielsweise die Schwellstromdichte wie folgt dargestellt werden:

_Jth(v-²) - ♦ $4 * ^₁ ♦ &4

wobei η die Quantenausbeute im Inneren der Konstruktion, d die Dicke (um) der aktiven Schicht, T" den Lichtbegren-Zungskoeffizienten, CL . den Verlust im Inneren (cm ) , L der Länge (cm) des Resonators und R der Energiereflexion an den Endflächen entspricht. Wenn die Resonatorlänge L groß ist, ist der erste Ausdruck auf der rechten Seite

der Gleichung (1) relativ groß, und wenn L klein ist, wird der Spiegelverlust groß.

Fig. 2 zeigt die Beziehung zwischen der Resonatorlänge L und der Schwellstromdichte J , für einen GaAs-GaAlAs-Doppel-Bipolar-Sperrschicht-Halbleiter-Laser, wobei die relevanten Bedingungen wie folgt sind: d = 0,1 um, ct.. = 10 cm" , "Γ = 0,28 und T= 1, wobei der Reflexionskoeffizient R in einem Bereich von 0,1 bis 1 als Parameter ver-

-~- ^λ. ~* η ι ι

änderbar ist. Aus Fig. 2 wird deutlich, daß, wenn die Resonatorlänge L groß ist, die Schwellstromdichte gering ist, sogar, wenn der Reflexionskoeffizient R und der Spiegelverlust klein ist.Man sieht, daß die Dicke der aktiven Schicht den größten Einfluß auf die Schwelldichte hat. Wenn jedoch die Länge des Resonators klein ist, wird J , sehr groß. Es ist daher, wenn die Resonatorlänge verkürzt wird, notwendig, den Reflexionskoeffizienten R groß zu machen, um die Schwellstromdichte zu verringern.

Wenn die Injektionsstromdichte sehr groß ist, kann das Halbleiterelement ernsthaft infolge örtlicher Hitzeerzeu- gung usw. Schaden nehmen, wodurch die Lebensdauer und die Zuverlässigkeit der Einrichtung beeinträchtigt wird. Es ist daher notwendig, die Stromdichte während des Betriebs so klein wie möglich zu halten. Wenn beispielsweise eine

4 2
Stromdichte von 10 A/cm oder mehr verwendet werden soll, sollte eine beträchtlich höhere Spannung als die mittels des Bandspalts bzw. der Banklücke bestinrnte Spannungsdifferenz verwende werden, was zu einem großen örtlichen Energieverbrauch führt. In dem Bereich 1 und 6 in Fig. 1 kann die Träger-

19 -3
dichte bis zu etwa 1 χ 10 cm für GaAs gesteigert

werden. Für Ga Al As ist es jedoch, insbesondere wenn 1 ""X χ χ

x > 0,25 ist, unmöglich, die Trägerdichte auf einen ausreichend hohen Wert infolge einer großen Ionisationsenergie zu steigern. Die realisierbare Dichte kann lediglich

17 4 Q ^ O

maximal 5 χ 10 bis 1 χ 10 cm bei Raumtemperatur betragen.

Weiter können bei einer Doppel-Bipolar-Sperrschicht-Konstruktion die n-Typ-Bereiche der Überzugsschichten (2 und 4 usw. in Fig. 1), die die aktive Schicht 3 einschließen, nur mit Elektronen injiziert werden und die p-Typ-Bereiche der Uberzugsschichten können nur infolge der in den Doppel-Bipolar-Sperrschichten ausgebildeten Barrieren mit Löchern injiziert werden. Wenn man versucht, Träger mit

einer höheren Dichte als die der Überzugsschichten in diese Zonen zu injizieren, würden daher die entsprechenden Überzugsschichten als eigenleitende Schichten wirken. Entsprechend müssen über der aktiven Schicht, der ρ p-Grenzfläche zwischen den Schichten 4 und 6 und über der η n-Grenzflache zwischen den Schichten 1 und 2 äußere Spannungen aufgebracht werden, die Diffusionsströme in den Schichten 2 und 4 zur Folge haben. Mit einer weiteren Steigerung des injizierten Stroms können in den überzugsschichten Driftträger geschaffen werden und somit eine Raumladung ausgebildet werden, die es notwendig macht, eine hohe Spannung aufzubringen, um einen Stromfluß zu bewirken. Somit kann die . Strompannungskennlinie der Vorrichtung keine exponentiale Funktion sein.

17 -3 Eine Trägerinjektionsdichte von 5 χ 10 cm entspricht

einer Stromdichte J, die etwa 800 A/cm gleich ist, wobei die Dicke der aktiven Schicht und die mittlere Trägerlebensdauer f 0,1 μπι bzw. 1 χ 10 s betragen. Für einen

größeren Strom als oben erwähnt, können Spannungsabfälle über anderen Teilen als den pn-übergangszonen auftreten, wodurch die über die Vorrichtung angelegte Spannung und somit der Energieverbrauch gesteigert wird, wie oben erwähnt. Wie in Fig. 2 dargestellt, nimmt mit einem kürzeren Resonator die SchwellsOannungsdichte bis zu einem Wert

über 800 A/cm zu. Bei beispielsweise einem Resonator mit einer Länge L von 10 μπι und einem Reflexionskoeffizienten R an den gegenüberliegenden Enden von 0,7, wird

2 die Schwellstromdichte J , 3000 A/cm . Somit sollte bei einem derartig kurzen Resonator der Reflexionskoeffizient an den Endflächen groß sein, da sonst J , zu groß wird, wie dies aus Fig. 2 deutlich wird.

Fig. 3 zeigt die Beziehung zwischen der Länge L des Resonators und dem optischen Energiereflexionskoeffizienten an den gegenüberliegenden Endflächen des Resonators

mit dem Schwellstrom als Parameter. In Fig. 3 beträgt die Dicke d der aktiven Schicht 0,1 μπ\, wobei mit J . = 2000 A/cm und L = 10 Rm der Reflexionskoeffizient R 0,81 beträgt, und bei J , = 5000 A/cm und L = 10 μπι der Reflexionskoeffizient R ungefähr gleich 0,44 wird. Es wird deutlich, daß um 3,, klein zu halten R groß sein sollte.

Fig. 4 ist ein Diagramm zur Darstellung des in einem Halbleiter-Laser stattfindenden Energieverbrauchs P (mW) über der Länge (um) des Resonators mit dem Reflexionskoeffizienten R als Parameter. In dem Beispiel beträgt die Diffusionsstreifenbreite 1 um, über den eine konstante Spannung von 1,5 V angelegt wird. Die Wirkung der über die einen Driftstrom und/oder eine Raumladung tragenden Bereiche angelegten gesteigerten Spannung und die Stromdiffusionswirkungen infolge der Streifenform werden vernachlässigt.

Aus Fig. 4 wird deutlich, daß, ausgenommen der Fall, bei dem. der optische Energiereflexionskoeffizient nahe bei Eins liegt, der Energieverbrauch eines Halbleiter-Lasers mit einem Resonator, dessen Länge gleich oder kürzer als etwa 10 bis 20 um ist, im wesentlichen konstant ist, unabhängig von der Veränderung von L. Beispielsweise ist der Energieverbrauch für Werte von R von 0,3, 0,5 und 0,7 gleich etwa 1,3 mW, etwa 0,8 mW bzw. etwa 0,4 mW. D.h., wenn einmal der Reflexionskoeffizient R an den Endflächen des Halbleiter-Lasers bestimmt ist, wird der Energieverbrauch bei dem Laserschwellwert hierdurch im wesentlichen vollständig bestimmt, mit der Ausnahme des Falls, bei dem der Reflexionskoeffizient R nahe bei Eins liegt. Im letzteren Fall nimnt der Energieverbrauch proportional zur Länge L des Resonators ab.

. /19-

Fig. 5 zeigt die Beziehung der Schwellstromdichte zur Dicke der aktiven Schicht in den Fällen, in denen die Resona tor länge L 5 μπι und 500 μπι beträgt. In Fig. 5 stellen R₁ bzw. R» die optischen Energiereflexionskoeffizienten an den linken und rechten Endflächen des Resonators dar. Für einen Resonator mit L = 500 μπι und R₁ = R- = 0,31 und für einen Resonator mit L = 500 μπι, R₁ =0,7 und R₂ = 0,95 liegen die Schwellstromdichte-Abhängigkeiten von der Dicke der aktiven Schicht sehr nahe beieinander und nehmen minimale Werte bei einer Dicke von 0,05 μπι ein. Für Resonatoren mit L = 5 ρ und R₁ = R₂ = 0,31, und L= 5 μπι, R₁ =0,7 und R₂ = 0,95 ändert sich die Wirkung der Dicke auf die Schwellstromdichte beträchtlich mit den Reflexionskoeffizienten und nimmt minimale Werte für Dicken in einem Bereich von 0,1 μΐη bis 0,2 μπι ein. D.h., bei einer Resonatorlänge von 20 μπι oder weniger werden die Spiegelverluste sehr hoch und die minimale Schwellstromdichte wird beträchtlich durch den Lichtbegrenzungskoeffizienten beeinflußt.

Ein Laser mit einem gewöhnlichen Resonator ergibt eine minimale Schwellstromdichte bei Dicken der aktiven Schicht in einem Bereich von etwa 0,05 μπι bis 0,1 μπι. Bei einem GaAs-GaAlAs-Laser mit einem kürzeren Resonator, dessen Unterschied im Brechungsindex zwischen einer aktiven Schicht und einer Überzugsschicht 5% beträgt, liegt jedoch die minimale Schwellstromdichte im allgemeinen in einem Bereich von 0,1 μπι bis 0,2 μπι.

Ein weiterer zu betrachtender Faktor bei der Verkürzung des Resonators ist die Axial-Mode-Lücke. D. h., wenn man den Resonator verkürzt, wird die Lücke größer, wodurch der Schwellstrom erhöht wird, wenn die Frequenz, bei der man die maximale Verstärkung dar» hiisers erhalt, und die Resonanzfrequenz nicht zusammenfallen, da die Verstärkung

in diesem Fall vermindert wird. Fig. 6 zeigt die Beziehung zwischen der Resonatorlänge und der Axial-Mode-Lücke Bei einem angenommenen Laserausgang von Λ/ = 8500 A und η = 3,6 sind die Axial-Mode bzw. Axialartuntersiede δ ft der Resonatoren mit 10 μπι und 5 μπι Länge z.B. ungefähr gleich 100 S bzw. 200 S. Bei einem gewöhnlichen Resonator mit einer Länge von etwa 400 μπι ergibt sich ungefähr etwa 3 S, so daß keine Notwendigkeit besteht, die Frequenz zu betrachten, bei der die Verstärkung maximal wird.

Fig. 7 zeigt die Beziehung zwischen der Wellenlänge und der Resonatorkennlinie für Resonatoren mit einer üblichen ■ samen Reflexionsfähigkeit von 0,31 und Längen von 5 μπι und 10 μπι. Für einen Resonator mit einer Länge von 5 μπι treten Resonanzfrequenzen bei Werten auf, die Wellenlängen entsprechen, die voneinander um etwa 215 S getrennt sind. Ein Resonator mit 10 μπι Länge tritt bei Frequenzen in Resonanz, die Wellenlängen entsprechen, die voneinander um etwa einen halben Wellenlängenspalt getrennt sind.

Da die Kennwerte eines Resonators mit einer Reflexionsfähigkeit von 0,31 nicht besonders gut sind, können gewisse elektromagnetische Wellenarten bei Wellenlängen auftreten, die minimalen Verstärkungspunkten zwischen den Resonanzwellenlängen entsprechen, wo die Verstärkung etwa das 0,2 8-fache der maximalen Verstärkung beträgt. Die Wellenlängentrennschärfe bzw. -auswahl eines deratigen Resonators ist relativ gering, wodurch es schwierig ist, bei einer einzigen Frequenz zu arbeiten.

Wie oben erwähnt, wird ein kürzerer Resonator von einem größeren Spiegelverlust begleitet, wodurch es notwendig ist, die Spiegelreflexionsfähigkeit so zu steigern, daß der Schwellstrom auf einen niedrigen Wert begrenzt wird.

Fig. 8 zeigt die Kennwerte von Resonatoren mit jeweils 5 μπι Länge und Reflexionen R an den Endflächen von 0,31,

C-.". - w j ! ι

0,5, 0, 7 bzw. 0,9. Aus Fig. 8 wird deutlich, daß je größer die Reflexionsfähigkeit an den Endflächen des Resonators ist, um so schmaler die Halbwertbreite der Resonanzwellenlänge und um so kleiner die Verstärkung bei Wellenlängen zwischen den Resonanzwellenlängen ist. D.h., die Wellenlängenauswahlfähigkeit kann durch Steigerung der Reflexionsfähigkeit gesteigert werden. Es ist daher notwendig, daß die maximale Verstärkung eines Lasers exakt bei der Resonanzwellenlänge des Resonators auftritt.

Fig. 9 zeigt die Beziehungen zwischen der Halbwertbreite AfV (S) eines Resonators und der Reflexionsfähigkeit R an den Endflächen des Resonators mit der Länge des Resonators als Parameter. Aus Fig. 9 wird deutlich, daß bei einem Resonator mit 5 μΐη Länge für Werte von R von 0,3, 0, 5, 0, 7 und 0,9 die Halbwertbreite ΔA- 100 X, 52 S, 31 S bzw. 7,5 S beträgt. Es ist daher notwendig, um eine Laserschwingung bei einer bestimmten Wellenlänge zu erreichen, daß die maximale Verstärkung bei einer Wellenlänge von mindestens innerhalb dieser Halbwertbreite auftritt. Für einen Resonator mit einer Länge von 10 μπι beträgt die Halbwertbreite die Hälfte von der in dem vorherigen Fall. In diesem Fall ist es daher notwendig, um den Schwellstrom kleiner zu machen, die Frequenz , bei der die maximale Verstärkung erhalten wird und die Resonanzfrequenz gleich zu machen.

Fig. 10 zeigt eine Änderung der Resonanzkennwerte mit der Länge des Resonators. Es wird angenommen, daß ein Resonator verwendet wird, dessen Resonanzwellenlänge und dessen Brechungsindex fest bei 8800 ä" bzw. 3,6 liegen, und der Reflexionsfähigkeiten R an den Endflächen von 0,31 und 0,7 besitzt. Der Resonatoren treten bei Wellenlängen in Resonanz, die der Hälfte der Laserschwingungswellenlängen in einem dielektrischen Körper entsprechen. Mit der

Λ 1 :"ί 1 Λ

gesteigerten Reflexionsfähigkeit an den Endflächen werden die Resonanzkurven sehr schmal, so daß es unmöglich wird, einen Laserschwingungsausgang bei einer spezifischen Wellenlänge zu erreichen, wenn nicht die Abmessungen des Resonators sehr exakt bestimmt werden.

D.h., obwohl man eine Laserschwingung mit einem langen Laser erhalten kann, dessen Länge 100 μΐη oder mehr beträgt, wird es schwierig, eine Laserschwingung mit einem kurzen Resonator zu erhalten, dessen Länge 50 μΐη oder weniger beträgt und zwar aufgrund der Tatsache, daß dessen Axialartspalt in der Größenordnung von 10 Ä liegt. Wie vorher erwähnt, muß die Vorrichtung sehr genau bemessen sein, wenn L = 10 μΐη und der Axialartspalt etwa 100 S beträgt, um die Schwingungsfrequenz im wesentlichen gleich der Frequenz zu machen, bei der man eine maximale Verstärkung erhält.

Es ist allgemein bekannt, daß die Resonanzwellenlänge eines Lasers ungefähr ausgedrückt werden kann durch:

wobei ft> die Laserlichtwellenlänge im freien Raum, m eine ganze Zahl, η der Brechungsindex und L die Länge des Resonators darstellt. Unter der Annahme, daß η = 3,6, m = 40 und Λ/« = 9000 A* beträgt, beträgt die Resonatorlänge L gleich 5 μπι. Hier ergibt sich dann eine stehende Welle von 20 Laserlichtwellenlängen im Resonator. Der Ausgangslaserstrahl hat dann eine Wellenlänge von etwa 0,9 μπι. Um die Laserwellenlänge innerhalb von Λ> _Q - Δλ> = 9000 - 100 A zu begrenzen, sollte die Länge des Resonators innerhalb eines Bereichs von L- ^L festgelegt werden. Da AL = -^- L, d.h. /\ L ist in diesem Fall 0,056 μπι, muß der Resonator genau bei einer Toleranz gleich oder kleiner als - 0,05 6 μΐη eingestellt werden.

- zf -·■

Die Resonatorlänge eines Halbleiterlasers sollte mindestens 10 Wellenlängen betragen, damit er in der Wellenführungsart arbeiten kann, d.h. sie sollte etwa 2,5 μπι für einen GaAs-Laser und etwa 5 μπι für einen InP-Laser betragen. Für den kurzen Resonator kann die Länge in einem Bereich von einigen Wellenlängen bis zu etwa 200 Wellenlängen liegen. Für einen Fall, bei dem die Länge 200 Wellenlängen überschreitet, besteht kein Bedarf, den maximalen Verstärkungspunkt zu betrachten, da der Axialartspalt so schmal, wie oben erwähnt, wird.

Fig. 11A zeigt die theoretischen Verstärkungen, wenn ρ GaAs als aktive Schicht verwendet wird, wobei die injizierte Trägerdichte als Parameter dient. Die maximale

Verstärkung wird bei einer Wellenlänge von 8840 8 erreicht,

18 — 3 wenn die Trägerdichte 1,4 χ 10 cm beträgt. Der Wellenlängenbereich ΔΆ/· auf jeder Seite der Wellenlänge von 8840 R, in dem die Verstärkung größer als 100 cm wir ist etwa 150 A. Mit η = 2 χ 10 cm erhält man einen Wert von g = 320 cm"¹ bei fl/= 8793 8 und ΔΛ.= 300 S.

Wie oben erwähnt beträgt der Axialartspalt eines GaAs-Resonators mit 10 um Länge etwa 100 A und der eines Resonators mit 5 μπι Länge etwa 200 A* für Bedingungen, unter denen eine wirksame Laserschwingung erhalten wird, wenn der maximale Resonanzpunkt mit dem maximalen Verstärkungspunkt zusammenfällt.

Fig. 11B zeigt die Beziehung zwischen der injizierten Trägerdichte η und der Wellenlänge Λ, , bei der die

max

maximale Verstärkung erhalten wird. Die Beziehung ist für niedrige Stromdichtenbereiche linear und wird allmählich gesättigt. Die Beziehung zwischen der Trägerdichte η und der Stromdichte J kann durch folgende Gleichung wiedergegeben werden:

j =

■2k

edn

-1 wobei e die elementare Elektronenladung (1,602 χ 10 Coulombs), d die Dicke der aktiven Schicht und V die mittlere Lebensdauer der Träger darstellt. Unter

Λ Q

der Annahme, daß d = 0,1 |im, 'i' =1x10 s und

18 —3 ^

η = 1 χ 10 cm beträgt, erhält man daher eine Strom-

2
dichte J von 1600 A/cm , die im wesentlichen proportional der Dicke der aktiven Schicht ist. Die in den Fig. 11A und 11B gezeigten Beziehungen gelten für Laser mit Resonatoren, deren aktive Schichten aus ρ -Typ GaAs bestehen. Die aktive Schicht kann ebenfalls eine Schicht mit hoher Widerstandsfähigkeit sein.

Fig. 12 zeigt die Beziehung zwischen der injizierten Trägerdichte η und der maximalen Verstärkung g und

max

die Beziehung zwischen η und der Bereichsbreite für die die Verstärkung 100 cm überschreitet. Die Laserschwingung tritt auf, wenn die Verstärkung Eins überschreitet. Diese Verstärkung kann durch folgende Gleichung ausgedrückt werden:

wobei 00. der Energieverlust infolge der Absorption und der Streuung im Inneren des Halbleitermaterials, -In^ der Spiegelverlust, L die Resonatorlänge und R den Reflexionskoeffizienten an den Endflächen des Resonators darstellen. Nimmt man beispielsweise an, daß L = 10 um, R = 0,8 und CO. = 10 cm"¹ ist, tritt eine Laserschwingung bei g = 240 cm auf, wobei der

1 8 Strom, bei dem eine Trägerdichte η = 1,8 χ 10 erreicht wird, die Schwellenstromdichte ist, wie dies aus Fig. 12 deutlich wird und die Wellenlänge, bei der die Ver-Stärkung maximal wird, 8800 A beträgt, wie dies aus Fig. 11B deutlich wird. Die Länge L des Resonators

res

. 25-

sollte im wesentlichen gleich einem Wert sein, der dieser Wellenlänge entspricht, d.h. 9778 μΐη. Somit ist es möglich, die Wellenlänge, bei der die Verstärkung maximal wird, gleich der Resonanzwellenlänge zu machen. Bei einer anderen Annäherung kann man die Resonanzwellenlänge ein wenig unterschiedlich von der Wellenlänge der maximalen Verstärkung machen, wie weiter unten beschrieben wird.

Bei der Herstellung eines Halbleiter-Lasers als Teil eines integrierten Schaltkreises ist es wichtig, daß die Diffusionsstreifenbreite so schmal wie möglich ist, zusätzlich zur Forderung, den Resonator kürzer zu machen.

Bei der Verschmälerung dieses Streifens müssen sowohl die Strombegrenzung als auch die Lichtbegrenzung in Betracht gezogen werden, da sonst der Verlust und somit der Energieverbrauch zunimmt. Zuerst soll die optische Begrenzung betrachtet werden.

Fig. 13 zeigt eine Schnittansicht eines optischen Wellenführungsmodells, bei dem eine Lichtführung 100 von Bereichen 101 und 102 umgeben ist. Die Führung 100 hat einen Brechungsindex von n₁, die Zone 101 hat einen Brechungsindex von n₂ und die Zone 102 hat einen Brechungsindex von n₃, wobei n.. größer als n„ und n₃ ist. Der Bereich 100 entspricht der aktiven Zone eines Halbleiter-Lasers, die Lichtführungsbreite a entspricht der Streifenbreite und die Lichtführungsdicke b entspricht der Dicke der aktiven Zone. Die gestrichelten Bereiche werden unter der Annahme vernachlässigt, daß dort kein Licht hindurchgeht.

Fig. 14 zeigt die Dispersionskennwerte der optischen Wellenführung von Fig. 13, wobei

--■> "-* ~i Γ"\ -Ί Λ

ⁿ1 ~ ⁿ2

_2

bei 5 χ 10 konstant ist und

n₁b t

die die Dicke b der optischen Wellenführung mit der freien Raumwellenlänge ( Λ/) korrelieren, als Parameter aufgezeichnet sind. Die x-Achse zeigt 10

wobei die Breite a der optischen Wellenführung mit der freien Raumwellenlänge % korreliert, und die y-Achse zeigt

(K_z ² - K₂ ²JZ(K₁ ² - K₂ ²) wobei

2n
^K1 " 5I₁

2n

ist und K die Wellenanzahl der durch die optische

^Z 2

Wellenführung fortgepflanzten Wellen ist. Wenn (K -

2 ^z

K₀ ) sich Null nähert, wird K gleich K₀, was bedeutet, daß sich das Licht bei einer Wellenzahl der überzugsschicht fortpflanzt, was eine Ausbreitung über einen weiten Bereich und daher hohe Verluste bewirkt. Wenn sich (K₁₇ ² - K₀ ²)/(K ² - K₀ ²) Eins nähert, wird K gleich K₁, was bedeutet, daß das Licht im wesentlichen innerhalb der optischen Wellenführung begrenzt ist und die Wellenanzahl nur durch den Brechungsindex η bestimmt wird. D.h., je näher der Wert von (K- K₀ )/(K ² - K₀) Eins ist, um so besser sind die Kennwerte der optischen Wellenführung.

In Fig. 14 sind der Dispersionskennwert für Werte von

η - n_.
L1

—3 —2 —2

von 10 ,10 und 5 χ 10 bei Werten von

n.b

von 0,5, 1 und 1,5 unter dem Zustand dargestellt, daß die Fortpflanzung in einer fundamentalen Art stattfindet (TE-,., TM₀₀)-, Wenn der Wert von

vergrößert wird, werden die optischen Wellenführungskennwerte verbessert, wenn jedoch diese genannten vorherigen Werte größer als 1 ,5 werden, beginnt eine Fortpflanzung in Moden höherer Ordnung und der Schwellenstrom des Lasers nimmt zu.

Um den Schwellenstrom so klein wie möglich zu halten, wird d gewöhnlich in einem Bereich zwischen 0,1 μΐη und 0,2 μη für einen GaAs-Laser mit einem kurzen Resonator bestimmt. D.h., daß man gute Ergebnisse erhält, wenn

Λ/

größer als 0,5 und kleiner als Eins ist. Wenn An„ 10~³ beträgt, wird der Wert von (K ² - K₀ ²)/(K ² - K ²) im wesentlichen konstant, unabhängig von der optischen Wellenführungsbreite a. D.h., daß das Licht nicht wirksam in transversaler Richtung begrenzt wird. Wenn der Wert von £An_o auf 10 oder 5 χ 10 zunimmt, werden die

^l2

? τ,· q ι ι

optischen Wellenführungskennwerte mehr von der optischen Wellenführungsbreite abhängig und können wesentlich beeinträchtigt werden, wenn

kleiner als 2 oder 3 wird. (Um die genaue Grenze der Verminderung der Diffusionsstreifenbreite zu bestimmen, muß eine Berechnung durchgeführt werden, um den Begrenzungskoeffizienten der optischen Wellenführung zu bestimmen. )

Fig. 15 zeigt die Beziehung zwischen den Begrenzungskoeffizienten T und

"hl

entsprechend der Diffusionsstreifenbreite· Der Begrenzungskoeffizient T zeigt die Intensität des innerhalb der Zone der optischen Wellenführung (a χ b) vorhandenen Lichts, verglichen mit der Gesamtintensität des in der gesamten Zone der Vorrichtung vorhandenen Lichts. Je näher der Wert von I Eins ist, um so mehr ist das Licht im Kern der <

kann

der aktiven Zone konzentriert. Wenn /\n, = 5 χ 10 ist,

innerhalb eines Bereichs von 1 bis 2 kleiner gemacht

_2
werden. Wenn n_ = 10 beträgt, liegt die Grenze von

Λ/

.J ■.- C-. V-- "w/ ί I

zwischen 2 und 3, und wenn n₂ = 10 beträgt, kann der Begrenzungskoeffizient nicht größer gemacht werden, auch wenn

Λ,

zwischen 5 und 6 liegt. D.h., Δη« muß größer als ein bestimmter Wert sein, um gute Lichtfortpflanzungskennwerte und eine Absenkung der Schwellenstromdichte zu erzielen. Die Wirkung von T" wird aus der Gleichung (1) ersichtlich. Wenn es kleiner als Eins ist, nehmen die in Erscheinung tretenden inneren Verluste und die Spiegelverluste zu.

Bei einer Doppel-Bipolar-Sperrschicht-Konstruktion wird eine zufriedenstellende Trägerbegrenzung in Richtung senkrecht zur bipolaren Sperrschicht (s. Fig. 1) erzielt, indem man den Bandspalt der aktiven Schicht etwas kleiner als den der Überzugsschicht macht. Dies ist jedoch nicht der übliche Fall für die Richtung parallel zur bipolaren Sperrschicht, wobei die einzige Ausnahme der verdeckte bipolare Sperrschichtlaser (BH) oder der TJS-Laser ist. D.h., die Träger können in einer Richtung parallel zur Diffusionsstreifenbreite mittels Ausbilden einer bipolaren Sperrschicht in der transversalen Richtung oder durch Ausbildung einer Potentialgrenzschicht entgegengesetzter Leitfähigkeit begrenzt werden.

In Anbetracht der oben erwähnten Bedingungen sollen nun bevorzugte Ausführungsformen der Erfindung beschrieben werden.

Fig. 16 zeigt einen Halbleiter-Laser mit drei Anschlüssen, bei dem die Bezugszeichen 1 bis 4 die gleichen Elemente wie in Fig. 1 bezeichnen. Weiter sind η -Bereiche 163 vorgesehen, die als Gates bzw. Steuerbereiche dienen. Der Laser hat eine ρ -Zone 164 hochdotierter Dichte

Q ~. 'Λ ~- Q 1

.30.

zwischen den Zonen 163. Die Zone 164 dient als Kathode, wohingegen die Zone 1 als Anode wirkt. Die Leitfähigkeitstypen dieser Zonen können umgekehrt werden, wenn dies gewünscht wird. Die Arbeitsweise eines Halbleiter-Lasers mit einem Steuerbereich wie in Fig. 16 gezeigt, ist in der US-Patentanmeldung Ser. No. 411 080 beschrieben.Der Bereich 4 ist eine Zone relativ hohen Widerstands. Durch Aufbringen einer vorwärts gerichteten Spannung zum Steuerbereich, wird ein Stromfluß darin bewirkt. Um den Strom auf einen Wert zu begrenzen, der niedriger als der Schwellenwert ist, kann die an den Steuerbereich angelegte Spannung auch Null vermindert werden oder es kann eine umgekehrte Steuerbereichsvorspannung angelegt werden. Die Trägerbegrenzung in seitlicher Richtung kann wirksam mittels dieser Technik durchgeführt werden.

Es sind Zonen 161 vorgesehen, die aus einem Material hergestellt sind, das eine entgegengesetzte Leitfähigkeit zu der des Substrats 1 aufweist, und die einen Brechungsindex aufweisender größer als der der Überzugsschicht ist. GaAs für eine GaAs- oder eine GaAlAs-Schicht ist geeignet. Die Zonen 161 dienen zur wirksamen Begrenzung der von den Seiten des Substrats in seitlicher Richtung injizierten Träger. Weiter ist die Schicht 2 mit einem verdickten Abschnitt 162 ausgebildet, um die Lichtbegrenzung in Breitenrichtung des Diffusionsstreifens zu begrenzen. In den von dem verdickten Abschnitt 162 unterschiedlichen Zonen der Halbleiterschicht 2 können Teile des geführten Lichts das Substrat 1 als auch die Zonen 161 erreichen, in denen es absorbiert wird. Im Gegensatz findet keine Absorption in den Zonen entsprechend dem verdickten Abschnitt statt. Der effektive Absorptionskoeffizient der Zonen der optischen Wellenführung, die sich von den Zonen entsprechend der verdickten Zone unterscheiden, ist verglichen mit dem der letzteren Zone hoch. Infolge der Differenz in den wirksamen Absorptionskoeffizienten

zwischen jenen Zonen wird das geführte Licht in der Richtung parallel zur Übergangszonenebene begrenzt, und die Laserschwingungen können in einer stabilen seitlichen Art in einem Teil der Halbleiterschicht 3 auftreten, die sich oberhalb der verdickten Zone befindet.

Die optischen Wellenführungskennwerte hängen von der Differenz ö in komplexen Brechungsindices zwischen den Teilen mit und ohne Nut ab.

n ^{nn + x}2K₀ '

wobei Δη. die Differenz der effektiven Brechungsindices, ^dC die Differenz der effektiven Absorptionskoeffizienten, i =v-1 und K₀ die Wellenanzahl im freien Raum darstellt. Die Differenz der komplexen Brechungsindices ändert sich mit der Dicke d (μΐη) der aktiven Schicht und der Dicke t (μπι) der Überzugsschicht.

Fig· 17A und 17B zeigen die Beziehungen zwischen der wirksamen Brechungsindexdifferenz Δη und der aktiven Schichtdicked (um) und zwischen der effektiven Absorptionskoeffizientendifferenz A⁰^ und der Dicke t (um) einerüberzugsschicht für Laserdioden aus GaAs und Ga_n .,Al_n ,As für einen Absorptionskoeffizienten CC des U,/ UfJ _..

Substrats von 8000 cm . Für beispielsweise GaAs oder Ga_n -,Al_n ,As (DH) -Laser mit einer aktiven Schichtdicke

U,/ VfJ

d von 0,1 μΐη und einer Überzugsschichtdicke t von 0,3 \im ergibt sich die Differenz der effektiven Brechungsindices aus:

An_e££ - 4 _x !Ο"³ ♦ V§2

_3

wobei 4 χ 10 sich auf die tatsächliche Brechungsindexänderung bezieht und 500 (cm ) dem Lichtabsorptionsverlust entspricht. Mit einem Wert t von etwa 0,1 um ist der reale Teil der Brechungsindexdifferenz ungefähr gleich

_2
1 χ 10 ,so daß daher eine ausreichende Lichtbegrenzung

9 O Q 1

realisiert ist.

Unter nochmaliger Bezugnahme auf Fig. 16 beträgt die Verunreinigungskonzentration des η -Substrats 1 etwa 1 χ 1O¹⁸ bis 1 χ 10¹⁹ cm"³, die Dicke der n⁺ GaAlAs-Schicht 2 etwa 0,05 bis 0,5 μπι, die Verunreinigungskonzentration dieser η GaAlAs-Schicht liegt in der

—-| η —19

Größenordnung von 5 χ 10 bis 1 χ 10 , die Dicke der Zone 162 beträgt 1 bis 5 μπι, die Dicke und Verunreinigungskonzentration der Zone 161 aus ρ -Typ GaAs sind 0,5 bis

17 19-3

5 um bzw. 1 χ 10 bis 1x 10 cm , die Dicke der aktiven Schicht beträgt 0,05 bis 0,5 μΐη, die Dicke und Verunreinigungskonzentration der ρ -Typ GaAlAs-Schicht beträgt 0,5 bis 3 um bzw. etwa 1 χ 10¹³ bis 1 χ 10¹⁶ cm"³, die Verunreinigungskonzentration der ρ -Kathodenzone beträgt etwa 1 χ 10 bis 1 χ 10 cm , und die Verunreinigungskonzentration des η -Steuerbereichs beträgt etwa 1 χ 10 bis 1 χ 10 . Der Abstand W zwischen den Steuerbereichen, d.h. die Kanalbreite, beträgt etwa 0,3 bis 3 iim. Unter der Annahme, daß die Kanallänge L mittels der Steuerbereichstiefe bestimmt ist, und wenn man die Verunreinigungskonzentration des Kanals mittels N darstellt, wenn NW² < 2 χ 10⁷ cm"¹ und L/W > 1 ist, ist die Vorrichtung von der normalerweise abgeschalteten

Art.

Der durch den Halbleiter-Laser in Fig. 16 fließende Strom wird mittels des Steuerbereichs gesteuert. D.h., der Laserschwingungsstrom wird durch Anlegen einer vorwärts gerichteten Vorspannung an den Steuerbereich erhalten, die ausreichend hoch ist, um einen Stromfluß zu bewirken, der den Schwellenwert überschreitet. Es kann jedoch möglich sein, daß man die Vorrichtung durch Erweiterung des Kanals so betreibt, daß eine gewünschte Strommenge auch bei einer Vorspannung von Null fließt.

Im letzteren Fall kann eine umgekehrte Spannung angebracht

werden, um den Strom auf Null zu bringen. Wenn weiter die Trägerkonzentration in dem Kanal höher als oben ist, wird die Anoden-Kathoden-Stromsteuerung mittels der Steuerspannung schwierig. In einem derartigen Fall kann der Steuerbereich nur zur Begrenzung des Trägerflusses verwendet werden und die Steuerbereichsfunktion von dem Steuerbereich kann verlorengehen.

Obwohl die Schicht 4 aus GaAlAs in Fig. 16 besteht, ist es möglich, darauf eine GaAs-Schicht auszubilden, um den Ohm'sehen Widerstand zu begrenzen. Weiter soll darauf hingewiesen werden, daß die Leitfähigkeitstypen aller Zonen umgekehrt werden können, und daß dieser Aufbau ebenfalls bei Vorrichtungen angewendet werden kann, die ein InP-InGaAsP-System verwenden. Zusammenfassend bestehen die Merkmale des in Fig. 16 dargestellten Halbleiter-Lasers darin, daß eine transversale Trägerbegrenzung mittels des Steuerbereichs durchgeführt wird, und daß eine optische Wellenführung mit einer Breite, die der des Steuerbereichs etwa gleich ist, vorgesehen ist.

Fig. 18 ist eine Schnittansicht einer anderen Ausführungsform quer zum Diffusionsstreifen derselben. Diese Ausführungsform umfaßt ein η GaAs-Substrat 171, einen η GaAlAs-Bereich 172, eine η GaAs-aktive Schicht 173, eine η GaAlAs-Zone 174 und eine ρ -Zone 175. Es sind zwei Arten von pn-übergangszonen bei dieser Konstruktion vorgesehen,· eine GaAs pn-übergangszone und eine GaAlAs pnübergangszone. Die Übergangszone zwischen den Bereichen 174 und 175 und zwischen den Bereichen 172 und 175 sind GaAlAs pn-übergangszonen, während die Übergangszone zwischen den Bereichen 173 und 175 eine GaAs pn-übergangszone ist. Da die Banklücke einer GaAs pn-übergangszone unterschiedlich von der einer GaAlAs pn-übergangszone ist, können beträchtliche Unterschiede in den dort durchfließenden Strömen für die gleiche angelegte Spannung auftreten.

3322811

Das Verhältnis des vorwärts durch eine GaAs-Übergangszone fließenden Stroms zu dem eines durch eine GaAlAs-Ubergangszone fließenden Stroms kann ausgedrückt werden als
I_n/i_N = exp ( &E_g/kT) , (3)

worin k die Boltzmann¹sehe Konstante, T die absolute Temperatur und /^E die Bandlückendifferenz darstellt. Für

Ga_A -,Al_{n o} ist E = 18 eV und für GaAs ist E = 1,420 eV. 0,7 0,3 g g₆

Daher ist Δ.Ε = 0,38 eV und i_n/i_N = 2,35 χ 10 bei Raumtemperatur. Als Ergebnis ist die Stromdichte der GaAs pnübergangszone sehr groß, d.h. , der Strom fließt durch diese pn-Übergangszone in einer hohen Konzentration. Praktisch kann das Verhältnis etwas geringer als der oben gezeigte Wert sein, da alle Zonen der Übergangszonen betrachtet werden müssen.

Nimmt man eine Diffusionsstreifenbreite von 1 um an, können die Dicke der Schichten 172, 173 und 174 1 μΐη, 0,1 um bzw. 1 um betragen. In der in Fig. 17 dargestellten Ausführungsform beträgt das Flächenverhältnis der pn-übergangszone zu der pn-übergangszone etwa 40, d.h. i /i-, = 5,9 χ 10 . Die Stromleckage an der pn-übergangszone kann vernachlässigt werden und es kann angenommen werden, daß die Träger an der Schicht 173 begrenzt sind. Da andererseits ein Strom durch die pn-übergangszone in einer Richtung senkrecht dazu fließt kann, ist der Strom in der aktiven Schicht in Fig. 17 begrenzt. Für Halbleitermaterialienverbindungen wie GaAs oder InP, die gewöhnlich für Laser verwendet werden, besteht ein großer Unterschied in den Diffusionsabständen der Elektronen und Löcher, insbesondere ist der Elektronendiffusionsabstand größer als der für Löcher. Für eine pn-übergangszone treten daher die Laserschwingungen an der p-Typ-Seite auf.

Daher sollte die Leitfähigkeit der Zone 175 vom p-Typ sein. Da die Licht emittierenden Punkte an zwei pn-über-

/-ν

? - 0 O 1

gangszonen getrennt sein können, wenn nicht die Breite der Zone 175 kleiner als der Elektronendiffusionsabstand ist, hängt die Breite vom Elektronendiffusionsabstand ab. Für GaAs, unter der Annahme einer mittleren Trägerlebens-

dauer ?t = 1 χ 10 s und einer Trägerkonzentration von

— 18—3
1 x 10 cm ist dann L =^2,8 μπι und L - 0,7 μπι .

Wenn die Elektronen in die Zone 175 von beiden Seiten einfließen, kann die Trennung der Licht emittierenden Punkte eliminiert werden, wenn die Diffusionsstreifenbreite gleich oder kleiner als etwa 5 um ist. Gewöhnlicherweise wird Zn als Dotiermittel für die p-Typ-Zone 175 verwendet. Für GaAs mit Zn dotiert beträgt die Dichte

18—3
etwa 1 χ 10 cm und der Brechungsindex η der Zone liegt bei etwa 10 bis 10 , was eine gute optische Begrenzung zum Ergebnis hat.

In der in Fig. 19 dargestellten Ausführungsform wird zusätzlich zur Steigerung des Brechungsindex des optischen Wellenführungsteils infolge des Vorhandenseins des Dotiermittels der p-Typ-Zone eine wirksame Brechungsindexdifferenz eingeführt, indem man die Dicken der Zonen 172 und 180 unterschiedlich macht.. Das Prinzip dieser Ausführungsform ist ähnlich der in Fig. 16 gezeigten.

Die Schicht 176 in Fig. 18 oder 19 ist eine Isolierschicht aus einem Material, wie z.B. Si₃N₄, SiO₄N₄, AlN oder Al₃O₃. Die Schicht 176 kann weggelassen werden, da die Bereiche 174 und 177 aus einem Ohm'sehen Metall des η-Typs bzw. des p-Typs bestehen, und ein n-Typ-Metall nicht in einer niedrigen Ohm¹sehen Berührung mit einem p-Typ sein kann, was dazu führt, daß im wesentlichen kein Strom durch den Berührungsbereich zwischen den Zonen 174 und 177 fließt.

Fig. 2OA und 2OB zeigen eine andere Auej führungs form in Querschnitt, wobei die Bereiche· 171, 172, 173 und 174

die gleichen wie jene in Fig. 18 sind. Gemäß dieser Ausführungsform wird eine Zone 190 entgegengesetzter Leitfähigkeit zu der der Zonen 171 bis 174 auf diesen Bereichen mittels Kristallwachstum ausgebildet. Insbesondere werden die Zonen 172 bis 174 geätzt, um eine V-Nut auszubilden. Dann wird darauf die Schicht 190 ausgebildet und mittels Diffusion oder Ionenimplantation behandelt, um den gewünschten Leitfähigkeitstyp zu erhalten. Bei dieser Ausführungsform ist die gestrichelte Fläche 191 der Schicht 173 der Laserschwingungsteil, wie bei der Ausführungsform in Fig. 18. Mit dem in Fig. 19 gezeigten Aufbau ist es möglich, eine schmalere Diffusionsstreifenbreite als bei dem Aufbau von Fig. 18 zu verwenden. D.h., die Bereiche 175 oder 191 werden durch eine gewisse Wärmebehandlung nach der Diffusion und Ionenimplantation ausgebildet und die Diffusionstiefe und das seitliche Kriechen können im wesentlichen gleich sein. Wenn die Diffusion bis zu einer Tiefe von beispielsweise 1 μΐη durchgeführt wird, sollte daher die Diffusionsstreifenbreite etwa 2|im betragen. Aus diesem Grund ist es möglich, eine Streifenbreite von weniger als 1 μΐη bei einem Aufbau mit einer V-Nut, wie in Fig. 2OA dargestellt ist, zu erhalten, was bei dem Aufbau von Fig. 17 unmöglich ist. Weiter wird bei der Ausführungsform von Fig. 20B die seitliche Lichtbegrenzung im Laserschwingungsabschnitt durch das Schaffen einer Differenz in den wirksamen Brechungsindices mit einer zunehmenden Dicke der Schicht 172 gleichzeitig mit dem Bodenabschnitt der V-Nut verwirklicht, so daß die Lateralmodenstabilität verbessert wird. Die Strombegrenzung in dem Aufbau von entweder Fig. 2OA oder 20B wird nach dem gleichen Prinzip verwirklicht, wie es in Bezug auf den Aufbau von Fig. 18 erwähnt wurde, d.h. durch die Differenz des Bandspalts der Materialien.

Es ist weiter möglich, eine GaAs-Schicht auf der Schicht

174 oder auf irgendeiner der Ausführungsformen von Fig. 18 bis 2OB vorzusehen. Mit einer derartigen GaAs-Schicht auf der Schicht 174 wird der Ohm'sche Kontaktwiderstand herabgesetzt.
5

Fig. 21 zeigt eine Ausführungsform, in der alle Elektroden auf der oberen Fläche des Halbleiter-Chips angeordnet sind, so daß die Einbindung des Hauptleiter-Lasers in einen integrierten Schaltkreis erleichtert wird. In Fig.

21 sind auf einem GaAs-Substrat 210 hoher Widerstandsfähigkeit, eine GaAlAs-Schicht 211 hoher Widerstandsfähigkeit, eine GaAs-Schicht 212 hoher Widerstandsfähig- keit und eine GaAlAs-Schicht 213 hoher Widerstandsfähigkeit in dieser Reihenfolge ausgebildet. Die Schichten 211, 212 und 213 hoher Widerstandsfähigkeit haben eine geringe Verunreinigungskonzentration. Eine η -Zone 214 und eine ρ -Zone 215 sind durch Doppeldiffusion und/oder Doppelionenimplantation oder ähnliches ausgebildet. Ein Teil der Schicht 212 innerhalb des Bereichs 215 dient als aktive Schicht. Der Strom fließt in einer Richtung senkrecht zur Substratoberfläche. Um den Leckstrom so klein wie möglich zu halten, kann eine Zone 216 hoher Widerstandsfähigkeit ausgebildet werden, z.B. mittels Wasserstoffionenimplantation. Licht und Strombegrenzungen werden nach dem gleichen Prinzip wie oben erwähnt verwirklicht. Das Substrat 210 und die Schichten 211 bis 213 darauf können vom η-Typ sein. Im letzteren Fall kann der Aufbau der gleiche wie in Fig. 18 gezeigt sein, mit der Ausnahme, daß Oberflächenanschlußverbindungen bei dem Aufbau von Fig. 21 möglich sind.

Fig. 22A zeigt eine andere Ausführungsform der vorliegenden Erfindung, in der eine ρ -Zone 175 entsprechend der Zone 175 in Fig. 18 vergrößert ist, um Laserschwingungen nur an einer pn-Ubergangszone zu verwirklichen, im Gegensatz zu der an den zwei GaAs pn-Ubergangszonen,

die rings um die schneidenden Bereiche zwischen der Zone 175 und der Schicht 173 in Fig. 18 ausgebildet werden. In Fig. 22A sind auf ein η GaAs-Substrat 1,

eine η Ga„ Al As-Schicht 2, eine η Ga. Al As-Schicht 1-z ζ 1-y y

251, deren Zusammensetzung sich allmählich über ihre Dicke ändert, eine η GaAs-Schicht 3, eine η Ga Al As-Schicht 252, deren Zusammensetzung sich allmählich über deren Dicke ändert, eine η Ga₁ Al As -Schicht 174 und

1-z ζ

eine η GaAs-Schicht 253 in dieser Reihenfolge ausgebildet. Die allmähliche Änderung der Zusammensetzung jeder der Schichten 251 und 252 ist sehr wichtig und soll so ausgeführt sein, daß die Brechungsindexverteilung η(χ)

2
gleich ist n_o(1-ax ) wie in einer Konversionstyp-optischen

Wellenführung.

Fig. 22 B zeigt die Brechungsindexverteilung im Wellenführungsteil des in Fig. 22A gezeigten Aufbaus. Obwohl diese Verteilung für ein das GaAs-System verwendendes Gerät ist, ist es ebenfalls für andere Geräte verwendbar, die andere Materialsysteme verwenden.

Fig. 23 zeigt eine weitere Ausführungsform des Halbleiter-Lasers im Schnitt. In Fig. 23 ist auf ein η -Typ-Substrat 22 0 aus beispielsweise GaAs, eine n-Typ-Ga₁_ Al As (χ = O,3)-Schicht 221, eine p-Typ Ga Al As-Schicht 222, eine

I ~~i* X

p-Typ-GaAs-Schicht 223 und eine η -Typ Ga_1- Al As-Schicht

I ™"X X

224 in der genannten Reihenfolge ausgebildet. Ein Paar von ρ -Typ-Bereichen 225 sind kontinuierlich von einer oberen Fläche der Schicht 224 ausgebildet. Ein Paar Elektroden 227 sind auf den ρ -Typ-Bereichen 225 und eine Elektrode 228 ist auf der Schicht 224 vorgesehen. Ein Paar Zonen 229 mit einer hohen Widerstandsfähigkeit sind ebenfalls vorgesehen. Der Strom fließt hauptsächlich durch eine pn-Ubergangszone zwischen der η -Typ GaAlAs-Schicht 224 und der p-Typ GaAs-Schicht 223. Zwischen der Schicht 224 und der Schicht 225 sind GaAlAs pn-übergangs-

3 2 Γ 2 3 "

zonen ausgebildet. Der Strom fließt jedoch hauptsächlich durch letztere pn-übergangszone infolge der Differenz in den Bandspalten. Der p-Typ GaAlAs-Bereich 222 wirkt als Grenzschicht,wenn die Elektronen von dem η-Typ GaAlAs-Bereich 224 in den p-Typ GaAs-Bereich 223 injiziert werden. Die Dicke der Zone 222 kann so klein wie etwa 100 S sein, da sie nur als Grenzschicht für die Elektronen dient. Die Dicken der anderen Bereiche können die gleichen wie bei der vorherigen Ausführungsform sein. Die Schicht 223 wirkt als aktive Schicht. Die Diffusionsfront des Bereichs 225 kann in der Schicht 222 sein.

Die oben beschriebenen Ausführungsformen sind Halbleiter-Laser, die alle gute Kennwerte aufweisen, wenn ihre Länge verkürzt und ihr Diffusionsstreifen verschmälert wird. Die folgenden Ausführungsformen sind insbesondere für die Ausbildung in integrierter Schaltkreisform geeignet.

Wie oben erwähnt, wird der Spiegelverlust beträchtlich, wenn der Resonator eines Halbleiter-Lasers verkürzt wird. Es ist daher wirkungsvoll, die Reflexionsfähigkeit an den Endflächen des Resonators groß genug zu machen, um die Spiegelverluste so klein wie möglich zu halten. Eine Annäherung, um die Spiegelverluste so klein wie möglich zu halten, ist die Steigerung der Reflexionsfähigkeit an den Endflächen des Laserresonators auf nahezu 100% und das Laserlicht aus einer optischen Wellenführung herauszuleiten, die parallel zur aktiven Schicht des Lasers angeordnet und optisch mit letzterer verbunden ist. Fig. 24A und 24B zeigen eine Ausführungsform, die entsprechend der oben beschriebenen Annäherung ausgebildet ist, wobei Fig. 2 4A ein Schnitt quer zum Diffusionsstreifen und Fig. 24B ein Schnitt längs einer Linie A-A' in Fig. 24A ist. In diesen Figuren bezeichnen die Bezugszeichen 1, 2, 3, 4, 161 und 162 die gleichen oder ähnliche Elemente wie jene mit den gleichen Bezugszeichen

O ν* j... ü ■-' I I

, .IV

in den vorher beschriebenen Ausführungsformen.

In Fig. 2 4A hat die Schicht 4 zwei Vorsprünge und somit werden zwei Diffusionsstreifen ausgebildet. Die Schicht 3 wirkt als aktive Laserschicht ebenso wie als optische Wellenführung. In dieser Ausführungsform dient einer der Vorsprünge als Laseroszillationsabschnitt und der andere als Wellenführungsabschnitt, so daß das Laserlicht von dem Abschnitt abgeleitet wird, der mittels des anderen Abschnitts geführt wird.

Wie in Fig. 24B gezeigt, ist die Zone 230 ein abgetrennter Abschnitt, um getrennt Träger von den Trägerinjektionselektroden 7 und 7¹ zum Laseroszillationsabschnitt bzw. zum optischen Wellenführungsabschnitt zu injizieren. Die Leitfähigkeitsart des Bereichs 23 0 ist dem der Zone 4 entgegengesetzt, oder, wenn gewünscht,kann eine Zone hoher Widerstandsfähigkeit mittels Injizieren von H- oder He oder ähnlichem hergestellt werden. In dieser Ausführungsform wirkt der mit der Elektrode 7 zugeordnete Abschnitt als Laseroszillationselement und der der Elektrode 7' zugeordnete Abschnitt wird die optische Wellenführung. Wie in Fig. 24B gezeigt, sind die Endflächen scharf trocken oder naß geätzt und dann mittels eines isolierenden Films 231 aus Materialien, wie z.B.

AlN, SiO₂, Si₃N₄, GaN, BN oder Al₃O₃ .beschichtet. Darauf wird die Metallschicht 7, die aus Au, Al, Mo oder W bestehen kann, ausgebildet, um eine Reflexionsschicht zu schaffen. Die Brechungsindices η von AlN, SiO₂, Si₃N₄, GaN, BN und Al₂O₃ für ^= 0,85 μΐη sind 2,2, 1,45, 2,0, 2,35, 2,2 bzw. 1,75. Mit einer derartigen Isolations- und Reflexionsschicht wird eine Spiegelfläche geschaffen, deren Reflexionsfähigkeit im wesentlichen 100% beträgt, so daß der Schwellenstrom des Halbleiter-Lasers vermindert werden kann. Die Metallschicht 7 kann aus dem gleichen Material wie dem der Elektrode hergestellt sein und kann

gleichzeitig mit ihr ausgebildet werden, wie dies in Fig. 24B gezeigt ist, oder sie kann getrennt von der Elektrode ausgebildet werden, so lange eine Spiegelfläche ausgebildet wird, die ein Metall verwendet, das eine möglichst hohe Reflexionsfähigkeit besitzt. Wenn der Resonator des Halbleiterlasers verkürzt wird, beispielsweise auf 5 μπι bis 10 μΐη wird es wichtig, daß die maximale Verstärkungswellenlänge mit der Resonanzwellenlänge des Resonators zusammenfällt, und daß die Resonatorlänge exakt bestimmt wird. Es soll darauf hingewiesen werden, daß, wenn eine Veränderung in der Isolationsfilmdicke stattfindet, die Resonatorlänge verändert werden kann, sogar, wenn die Resonatorlänge exakt bestimmt wurde.

Im folgenden soll der Mechanismus der Reflexion von Licht oder elektromagnetischer Wellen mittels eines Metalls betrachtet werden. Wenn elektromagnetische Wellen auf ein Metall auftreffen, bewegen sich Leitungselektronen in dem Metall infolge des elektromagnetischen Feldes der auftreffenden Wellen, und es werden in Abhängigkeit davon elektromagnetische Wellen ausgesendet. Die letzteren elektromagnetischen Wellen überlagern sich untereinander und erzeugen die reflektierte Welle. Unter der Annahme, daß die Verluste sehr klein sind und die Lichtenergie unmittelbar absorbiert wird, während freie Elektronen weiterschwingen, ist die spezifische Dielektrizitätskonstante des Metalls:

ε = ι -

Für TV = 0,88 μπι ist £, negativ und sehr hoch. Hinsicht lich der Eingenimpedanz gilt

Z₀ =1/-^ = ο.

Dies bedeutet einen Kurzschlußzustand.

-₄ ---. β ν β β

A Jt

Andererseits beträgt die Eigeniinpedanz des Halbleitermaterials 105 Ohm für GaAs und für Si₃N₄ und ähnliche Materialien, während für isolierende Materialien der Wert bei 188 Ohm liegt. D.h., die Impedanz des Metalls ist, gesehen von der Halbleiterseite sehr gering. Mit anderen Worten heißt das, daß das elektrische Feld der Lichtwellen an der Oberfläche einer Metallschicht im wesentlichen Null ist. Wenn die Dicke der Isolierschicht, die zwischen dem Metall und dem Halbleiter-Laser eingeschlossen ist, das —-fache der Wellenlänge beträgt, wobei γ eine ganze Zahl ist, haben die optischen stehenden Wellen einen Knotenpunkt an den Endflächen, der die isolierende Schicht 231 des Halbleiter-Lasers berührt und somit wird die elektrische Feldintensität daran sehr gering. D.h., indem man den Knotenpunkt der stehenden Wellen an die Endfläche legt, kann darf die elektrische Feldintensität theoretisch im wesentlichen Null infolge der fast 100%-igen Reflexion von der an der Endfläche ausgebildeten Metallschicht werden. Dies ist ein großer Vorteil in Anbetracht des Problems der Zerstörung der Endflächen bei höheren Laserausgangsenergien, die bei hohem Ausgangsniveau auftreten, wenn die stehenden Wellen eine Spitze an den Endflächen des Resonators aufweisen, wodurch die elektrische Feldintensität an dieser Stelle maximal ist. Die Dicke der Isolierschicht

ΓΛ/
_Jltiiill jw^wwi. „ · — sein, wobei V- eine ganze Zahl, η der zn g

Brechungsindex und Λ/ die Laseroszillationswellenlänge ist, da der Brechungsindex praktisch von dem Material der Isolierschicht abhängt. Dies ist auch sehr vorteilhaft, wenn ein Hochenergie-Halbleiter-Laser als getrenntes Gerät hergestellt wird.

Da die Reflexionsfähigkeit an der Endfläche nahezu 100% beträgt/sind die elektrischen Feldintensitäten in den Grenzflächen zwischen dem Halbleitermaterial und dem dielektrischen Material und zwischen dem Metall und dem

dielektrischen Material nahezu gleich Null, so daß das Problem der Verschlechterung rings um die Grenzflächen vernachlässigbar ist. D.h., da die erwartete Lebensdauer des Halbleiter-Lasers nicht durch die Lebensdauer der Grenzflächen, sondern durch die Verschlechterung des Materials selbst und die thermischen Wirkungen bestimmt wird, kann die Zuverlässigkeit des Lasers merkbar verbessert werden. Es ist jedoch nicht immer notwendig, die Dicke des dielektrischen Materials gleich |^· - zu machen, so lange die Resonatorlänge bestimmt wird, indem die gesamte optische Länge des Resonatorteils und die Dicke des Isolierfilms berücksichtigt werden.

Weiter sollte aufgrund der Tatsache, daß das Licht von einem Metall reflektiert wird, nachdem es um eine gewisse Tiefe in es eingedrungen ist, die die Spiegelfläche bildende Metallschichtdicke gleich zweimal der Eindringtiefe oder mehr sein, da es sonst unmöglich ist, eine Reflexionsfähigkeit von nahezu 100% zu erhalten. Die Eindringtiefe hängt von dem verwendeten Metall und der Wellenlänge des Lichts ab.

Wenn die Dicke der Metallschicht geringer als die Eindringtiefe ist, wird es möglich die Reflex!onsfähigkeit und die Permeabilität mittels der Dicke der Metallschicht zu

regeln.. Beispielsweise gilt für eine Si₃N₄ Isolierschicht, deren Brechungsindex etwa 2,00 beträgt, daß die Dicken

, 0,44 μπι bzw. 0,66 μπι für

1	Ik	η	und	3	^0,22 μ
2	2	,88		2	η '
A/ =	= O	μπι	sein	sollten.

In der in Fig. 24A und 24B gezeigten Ausführungsform ist es möglich, daß die Ströme sowohl durch den Laseroszillationsabschnitt und den optischen Wellenführungsabschnitt und durch die Elektroden 7 und 7' fließt. Wie oben erwähnt ist jede der Endflächen des Laseroszillationsabschnitts mit einer Isolierschicht und einer darauf

Q O O O O Ί

Uk-

angeordneten metallischen Reflexionsoberfläche versehen, damit Q des Resonators groß und der Schwellenstrom gering wird. Andererseits ist es möglich, die Seite der optischen Wellenführung von der kein Licht abgeleitet wird in einer ähnlichen Weise wie bei der Ausführungsform gemäß Fig. 23B scharf zu ätzen und dann eine Isolierschicht und eine metallische Reflexionsfläche darauf vorzusehen. In diesem Fall ist die Seite der Wellenführung, von der Licht abgeleitet wird, zur Führung des Lichts zu einem vorbestimmten Punkt konstruiert. Es kann wirksam sein, ebenfalls einen Strom durch die Wellenführung zu führen. Der Strom sollte auf einen bestimmten Wert begrenzt sein, so daß keine Schwingung, sondern eine Verstärkung austritt, die die internen Verluste überwindet .Wenn kein derartiger durch die optische Wellenführung fließender Strom vorgesehen ist, sollte die aktive Schicht 3 eine Schicht hoher Widerstandsfähigkeit mit geringer Dotierdichte sein, da sonst die internen Verluste nicht vermindert werden können.

Das Verfahren zur Herstellung der Spiegelflächen an den Endflächen des Resonators soll im folgenden beschrieben werden. Die Endfläche des Halbleiter-Lasers wird mittels einer reaktiven lonenätztechnik (RIC) geätzt. D.h., daß die die bipolaren Sperrschicht aufweisende Scheibe mittels RIE geätzt wird .Um die Scheibe gleichförmig zu ätzen, sollte das ausgewählte Ätzgas eins sein, das mit den vorhandenen Elementen des Halbleitermaterials reagiert, um vollständig flüchtige Materialien zu erzeugen. Beispielsweise sollte bei einem Ga^s-GaAlAs-Halbleiter-Laser als Ätzgas Cl₉, CCl. oder CCl₉F₉ usw. verwendet werden, da Cloride der entsprechenden Elemente flüchtige Materialien mit einem hohen Dampfdruck sind.

Nimmt man eine RIE mit parallelen Plattenelektroden und die Verwendung von CCl₉F an, so sind die Ätzraten für GaAs und GaAlAs im wesentlichen unter einem Gasdruck,der

-AJL-

gleich oder geringer als etwa 3 χ 10 Torr ist,gleich und betragen 0,1 bis 0,2 μΐη/min bei einer Hochfrequenzenergie von einigen 100 mW/cm bei 13,56 MHz. Wenn die Energiedichte zu gering ist, wird die selbstvorspannende Spannung zu gering, was in einer Kohleverunreinigung resultiert. Das Ätzen wird daher vorzugsweise bei einer

2 2

Energiedichte von etwa 0,2 W/cm bis 1 W/cm durchgeführt.

Wenn CCl₉F₉ als Ätzgas verwendet wird, wird die Ätzrate

-3 von GaAlAs bei Gasdrücken höher als etwa 3 χ 10 Torr geringer, obwohl die Rate für GaAs hoch ist. Dies beruht darauf, daß AlF₃ als Reaktionsprodukt als Antiätzmittel wirkt. Wenn man CCl₄ oder Cl₉ verwendet, besteht dieses.Problem nicht. Die Spiegelfläche wird mittels der RIE des Aufbaus von dessen Oberfläche bis zu einem Niveau etwas unter der aktiven Schicht erhalten. Der Schwellenstrom des Halbleiter-Lasers mit mittels der RIE ausgebildeten Spiegelflächen ist um 20% bis 30% höher als der ähnlicher Halbleiter-Laser mit mittels Spaltung gefundener Spiegelflächen. Ein verminderter Schwellenstrom kann zufriedenstellend mittels Spiegeln kompensiert werden, die als mit Isolierschichten bedeckte Metallflächen ausgebildet sind. Insbesondere ist die Wirkung der Endflächen eines Laseraufbaus mit Isolierflächen mit einer Dicke von 4r ' —wünschenswert.

Z TL

Im folgenden soll das Verfahren zur Ausbildung der Isolierschicht mittels CVD beschrieben werden. Es ist eine Tatsache/daß es unmöglich ist, ein Hochtemperaturverfahren für eine Halbleiterzusammensetzung zu verwenden, da die Dampfdrücke der vorhandenen Elemente hoch sind, und daher niedrigere Verfahrenstemperaturen bessere Ergebnisse erbringen. Aus diesem Grund ist CVD mit einer Ultraviolettstrahlung bevorzugt. Für CVD von SiO₉ kann ein Gas mit SiH. + N₉O als Eingangsgas verwendet werden. Beispielsweise wird bei einer Bestrahlung mit Ultraviolettstrahlen mit einer Wellenlänge von 1700 A* bis 2000 R N₉O entsprechend

/-) ο η '"> ο -ι ι

kb-

Hg	+ h V	(	2537	S)	-» Hg*
Hg*	+ N	2°		2 ⁺	0 (3P)
20	(3P)	+	SiH	4 "*	SiO +

folgender Reaktionsgleichung zerlegt: N »Ο + h (1700 bis 2000 S) -* N₂ +0 (¹D). Der freigesetzte Sauerstoff reagiert mit SiH. zu einer Ansammlung von SiO₂. Alternativ kann man durch Hinzufügen von Hg-Gas zum Eingangsgas und mit einer Strahlung mit Ultraviolettstrahlen (2537 R) von einer Niederdruck-Quecksilberlampe Hg vom Grundzustand erregen. Hg* im erregten Zustand reagiert mit N₉O des Eingangsgases und setzt Sauerstoff frei. Letzterer reagiert mit SiH. zur Abscheidung von SiO₂ wie folgt:

+ Hg, und 4H,

wobei O (3P) Sauerstoff im Grundzustand ist. Um die mittlere freie Weglänge länger zu machen, sollte der Druck des Eingangsgases auf einige Torr reduziert werden. Die gewünschte Reaktion läuft zufriedenstellend bei Temperaturen von Raumtemperatur bis 200⁰C ab. 20

Für eine Si-N .-Schicht ist dies durch eine Reaktion zwischen Hg und einem Eingangsgas, bestehend aus SiH. + NH-, unter vermindertem Druck bei einer Temperatur niedriger als etwa 200⁰C auf folgende Weise möglich: 25

Hg + h_v (2537 S) -* Hg* Hg* + SiH₄ -9 SiH₃ + H + Hg Hg* + NH₇ -9 NH-, + H + Hg, und

3SiH₃ + 4 NH₂-^Si₃N₄ + 17H.

Die Ablagerungsgeschwindigkeit von Si-N. liegt bei etwa 100 S/min, und es ist möglich genau die Dicke der abgelagerten Schicht zu steuern. Durch Erwärmen auf etwa 450⁰C für etwa 10 bis 60 min in einer ^-Atmosphäre wird die Schicht verbessert. Die Ablagerung von Al₃O und AlN kann mittels CVD durchgeführt werden, wobei ein Eingangsgas-

ν . ο ν? ! I

system von (CH₃)₃Al + N₂O + Hg, AlCl₃ + CO₂ + H₂, oder (CH₃J₃Al + NH₃ + Hg unter Verwendung einer Ultraviolettstrahlung bei einer niedrigen Temperatur verwendet wird, ähnlich wie bei der oben beschriebenen Technik. Die Steuerung der Schichtdicke kann somit sehr genau durchgeführt werden. Der Gitterabstand und der thermische Expansionskoeffizient von AlN sind ähnlich wie bei GaAs und somit ist AlN für die Verwendung mit GaAs geeignet. CVD mit Ultraviolettstrahlung, durchgeführt bei vermindertem Druck kann eine im wesentlichen gleichförmige Ablagerung, sogar in abgestuften Zonen schaffen. Es ist weiter möglich die Reaktionstemperatur zu vermindern, auch wenn CVD mit Plasma verwendet wird.

Das Metall, das die Metallschicht ausbildet, die als Spiegeloberfläche dient, kann unterschiedlich sein, je nach dem welcher Oszillationswellenlängenbereich gewünscht wird. Typische Beispiele geeigneter Metalle umfassen Al, Au, Mo, W/ Cr, Pt und Cd, usw. Es ist weiter möglich diese Metalle auf einer vertikal ausgebildeten Endfläche eines Geräts in einem Superhochvakuum mittels Schrägstellen des Geräts und Dampfbeschichtung aufzubringen, oder diese Metalle mittels Sputtern aufzubringen. In einem derartigen Fall sollte, da die Ablagerungsoberfläche gereinigt sein muß, das Vakuum während der Dampfbeschichtung so hoch wie möglich sein. Um ein Auftreten einer Strahlungsbeschädigung zu verhindern und um die Form der Schicht, die abgestufte Abschnitte überdeckt zu verbessern, wird das Metall vorzugsweise durch Verwendung von CVD aufgebracht. Der Eingang kann Halogenide (WFg, MoF₆, CrFg, WCIg, CrCIg usw.), Carbonyle (W(CO)g,

Mo(CO),, Cr(CO), usw.) und organische Metalle (CH₀)-,Al, ob Jj

(CH₃)₂Cd, usw.)umfassen .. Im Fall der Halogenide wird eine Reduktionsreaktion mittels H„ erreicht, und im Fall der organischen Metalle wird eine Aufspaltung erreicht.

Es ist möglich, Mo, W, Cr, Al usw. mittels CVD mit Ultra-

3 1 η ^ O /| -ι -. ■:. J ο ι Ι

4?

violettstrahlung bei niedrigen Temperaturen aufzubringen. D.h., der Halbleiter-Laser wird durch Verwendung von PIE bis zu einer vorbestimmten Länge geätzt. Dann wird eine Isolierschicht mit der gewünschten Dicke mittels CVD mit Lichtstrahlung ausgebildet. Darauf wird die Metallschicht mittels CVD mit Lichtstrahlung usw. ausgebildet. Es kann wirksam sein, die Metallschicht und/oder die Isolierschicht in einem mehrschichtigen Aufbau von unterschiedlichen Materialien auszubilden.

In Fig. 24A tritt die Laseroszillation im linken Teil des Geräts auf, obwohl sie von der rechten Seite der Wellen- führung abgeleitet wird. Der Kopplungskoeffizient zwischen den Teilen wird mittels den entsprechenden Brechungsindices von ihnen, der Breite a der Wellenführung und dem Spalt c zwischen den WeIlenführungen bestimmt.

Fig. 25 zeigt die Beziehungen zwischen dem Kopplungskoeffizienten J K j und einen Wert c/a, der durch Normieren des Wellenführungsspalts c mit der Wellenführungsbreite a erhalten wird, wenn die optischen WeIlenführungen, von denen jede die gleichen Parameter wie jene der in Fig. 13 gezeigten Wellenführung aufweisen,parallel angeordnet sind. In Fig. 25 zeigen die Ordinate und die Abszisse den Kopplungskoeffizienten ί Κ { (pm ) bzw. den Wert c/a für Fälle von

η b

-j— = 0,5 und 1 _₃ _₂

unter den Bedingungen von An₂ = 1 χ 10 , 1 χ 10 und 5 χ 10 , wobei

■ _ 4

ύ -, ■- .· --■ ί ί

_2

und ^n₁ = 5 χ 10 ist. Nimmt man beispielsweise an, daß c/a = 0,5, wobei /in« = 1 χ 10 ist, so beträgt der Kopplungskoeffizient }κ{ = 0,018 um . Das bedeutet praktisch, daß mit einem Resonator von 10 um Länge das Verhältnis des von der optischen Wellenführung extrahierten und zu dem Resonator gekoppelten Licht 0,18 beträgt, d.h. 18% der gesamten erzeugten Lichtenergie kann in die Wellenführung ausgekoppelt werden. Der tatsächliche Ausgang der Wellenführung ändert sich natürlich in Abhängigkeit von der Breite der optischen Wellenführung, den Zwischenwellenführungsspalt und der Differenz der Brechungsindices des Oszillationsabschnitts und der Wellenführung.

Es ist möglich, den Halbleiter-Laser auf einfache Weise in einen integrierten Schaltkreis einzubinden und die Steigerung der Schwellenstromdichte unabhängig von dem verkürzten Resonator aufgrund dieses Aufbaus zu vermindern. Es soll darauf hingewiesen werden, daß der in Fig. 24 gezeigte Aufbau bei irgendeinem der in Fig. 18 bis 23 gezeigten Konstruktionen verwendet werden kann, so lange das Licht durch eine optische Kopplung zwischen einem Halbleiter-Laser, dessen Schwellenstrom mittels geeigneter Einstellung der Reflexion der Endflächen des Resonators verringert ist,und wobeidieoptische Wellenführung parallel zum Diffusionsstreifen des Halbleiter-Lasers angeordnet ist, abgenommen werden kann . Es ist ebenfalls möglich, die Wellenführung durch Aufbringen einer vorwärts gerichteten Vorspannung zu betreiben, so daß sie nicht nur als Wellenführung, sondern ebenfalls als Verstärker wirkt.

Es wurde oben ausgeführt, daß die genaue Ausbildung eines verkürzten Resonators notwendig ist, damit die Resonanzwellenlänge mit der maximalen Verstärkungswelle übereinstimmt, dadie axiale Modenlücke dann groß ist. Zusätzlich zu der Notwendigkeit der genauen Ausbildung

j£Ov : S

« 50-

erhält man einen Aufbau, mit einem hohen Laseroszillationswirkungsgrad mit einer festgelegten Oszillationsfrequenz, indem man Stellen vorsieht, durch die periodisch Strom fließt, so daß der Strom rings um die Spitzen der stehenden Lichtwellen fließen kann.

Fig. 2 6 zeigt einen derartigen Aufbau, der statt dem in Fig. 24B gezeigten verwendet werden kann. In Fig. sind mehrere Bereiche 24 0 mit einem Leitfähigkeitstyp periodisch ausgebildet, der den der Zone 4 entgegengesetzt ist, um einen Stromweg auszubilden, der mit einer

JA' Λ/

Periode von — * — periodisch ist, wobei V^, wie oben, eine ganze Zahl ist. In diesem Fall ist der Resonator so ausgebildet, daß die Knotenpunkte der stehenden Welle mit den freien Endflächen zusammenfallen, und die Dicke der Isolierschicht 221 der halben Oszillationswellenlänge in der Isolierschicht entspricht. Es ist möglich, eine Steuerelektrode auf dem η -Bereich 240 auszubilden. Alternativ kann der Bereich 24 0 als Zone mit hoher Widerstandsfähigkeit ausgebildet werden, indem man H, He, 0 usw.

in ihn hinein injiziert. Dies kann ebenfalls bei anderen Verteilungstyp-Halbleiter-Lasern angewendet werden, so lange die Knotenpunkte der stehenden Welle des Lichts sich genau an den Endflächen des Resonators befinden.

In jedem Fall ist es möglich, einen optischen integrierten Schaltkreis hoher Dichte auszubilden, indem man eine Anzahl derartiger Halbleiter-Laser auf einer gewöhnlichen Scheibe anordnet.

Im folgenden soll ein optischer Speicher, der ein notwendiger Bestandteil eines optischen integrierten Schaltkreises ist, beschrieben werden. Um eine Speicherfunktion zu erhalten, ist theoretisch ein Hysterese-Phänomen erforderlich. Insbesondere sollte die Hysterese zwischen dem Laserausgangs licht und der angelegten Spannung oder zwischen Laserausgangslicht und dem injizierten Strom auftreten.

- 50— " ♦ '"■.*-■'·

Fig. 27 ist ein Diagramm .zur Erklärung des Hysterese-Phänomens. Auf der Abszisse (x) ist entweder die Spannung oder der Strom aufgetragen. Kenn χ zunimmt, nimmt der Lichtausgang L längs einer Linie 27 0 zu und wenn χ abnimmt, nimmt der Ausgang L längs einer Linie 271 ab.

Für eine Laserdiode mit dieser Charakteristik kann der Lichtausgang L beispielsweise von einem anfänglichen Ausgangsniveau L , das mittels einer Vorspannung X eingestellt wurde, zu einem Niveau L₀ mittels eines äußeren Eingangs und umgekehrt verschoben werden. Auf diese Weise kann sie als Speicher oder als eine logische Funktion verwendet werden.

Der Zustand eines Halbleiter-Lasers vor der Laserschwingung unterscheidet sich entscheidend von der nach der Schwingung. D.h., wenn die Laserschwingung beginnt, wird die Trägerlebensdauer und ebenfalls der Diffusionsabstand verkürzt. Mit anderen Worten heißt das, daß die Impedanz der Übergangszonenabschnitte nach Beginn der Schwingung kleiner wird und wenn das Gerät mittels einer festgelegten Spannung betrieben wird, steigt der Strom nach Beginn der Schwingung. Bei einer üblichen Doppel-Bipolar-Sperrschicht-Laserdiode ist jedoch nur ein Knick in der Strom-Spanriungskennlinie derselben. Um nun die gewünschte Hysterese zu erhalten, ist es notwendig, eine etwas andere Konstruktion darin einzuführen. Bei dem gewöhnlichen Halbleiter-Laser werden die Träger-und Lichtbegrenzung in der aktiven Zone durchgeführt, was zu einer Verbesserung des Wirkungsgrades führt. Bei einem optischen Speicher muß jedoch die Lichtbegrenzung wesentlich genauer als die Trägerbegrenzung durchgeführt werden. D.h., der Brechungsindex der aktiven Schicht sollte höher als der der Überzugsschicht darum sein, um eine zufriedenstellende Lichtbegrenzung zu erreichen, jedoch kann keine vollständige Trägerbegrenzung mittels Potentialbarrieren erhalten werden. Eine gegenseitige Beeinflussung von dadurch austretenden Trägern

ο "■> ^ri ο ο O ν.-¹ Z. vj- ¹J

und des Laserlichts schafft eine Hysterese.

Fig. 28 ist ein Energiediagramm einer Ausführungsform, indem die Bezugszeichen 280, 281, 282 eine n-Typ-Überzugsschicht, eine p-Typ laseraktive Schicht bzw. eine p-Typ-überzugsschicht bezeichnen. Im Unterschied zu dem gewöhnlichen Laser ist der Energiespalt der aktiven Schicht breiter als der der Überzugsschicht. Wenn eine Vorwärtsvorspannung an eine pn-übergangszone angelegt wird, werden von der n-Typ-Zone 280 zur p-Typ aktiven Schicht Elektronen injiziert. Der Diffusionsabstand der Elektronen kann dargestellt werden als:

e "se

wobei D die Elektronendiffusionskonstante und X

e se

die mittlere Lebensdauer der Elektronen ist. Unter der Annahme, daß die Dicke d der aktiven Schicht kleiner als L, ist, kann ein Teil des Elektronenstroms von der aktiven Schicht zur Zone 282 fließen. Wenn unter diesen Umständen die angelegte Spannung weiter steigt, wird die optische Verstärkung in der aktiven Schicht erhöht und wenn die Lichtintensität ein vorbestimmtes Niveau erreicht, wird die Laserschwingung gestartet. Wenn einmal die Laserschwingung beginnt, verkürzt sich die Trägerlebensdauer infolge der induzierten Emission, und der Diffusionsabstand wird verkürzt. Wenn nur Elektronen in die aktive Schicht als Träger injiziert werden, kann die Lebensdauer derselben angenähert werden als

30 γ

/\y _ se

^eff " ^Jn

wobei J der normalisierte Strom ist, der gleich J/J , ist, wobei J die Stromdichte und J , die Schwellenstromdichte ist. Dadurch wird der Diffusionsabstand L, nachdem

die Laserschwingung beginnt

« ϊ β

L, ' = Λ/ D . . _ _
d e eff

Für J = 2 wird L ' = 0,707 L-,. Indem man L ' <. d <. L, η α α ad

macht, wird der Tragerdiffusionsabstand nach Beginn der Laserschwingung kürzer, wodurch die Träger wirksam begrenzt werden.

Der Brechungsindex der aktiven Schicht ist groß genug, um das Licht zu begrenzen, wie oben erläutert. Ebenfalls wird, wie oben erläutert, die Impedanz infolge der Laserschwingung geringer und der Strom nimmt bei einer festgelegten Treiberspannung zu. Unter diesen Bedingungen steigt die Lichtintensität bei steigender angelegter abnehmender Spannung proportional zum Strom. Da der Tragerdiffusionsabstand L,¹ infolge der Laserschwingung geringer ist, wird die Träger- und Lichtbegrenzung wirksam durchgeführt, wenn die angelegte Spannung vermindert wird, sogar auf Werte unter den Wert, bei dem die Laserschwingung eingeleitet wird, die jedoch weiter die Laserschwingung aufrecht erhält. Weiter unterstützt die verminderte Impedanz und der erhöhte Strom bei einer festgelegten Spannungsvorspannung die Fortdauer der Laserschwingung.

Fig. 29 zeigt ein Diagramm zur Darstellung des oben beschriebenen Betriebs, wobei auf der Abszisse die angelegte Spannung und auf der Ordinate der optische Ausgang L aufgetragen ist. Wenn die angelegte Spannung anfänglich zunimmt, tritt die Laserschwingung bei einer Spannung V , „ auf.

Von dort nimmt der optische Ausgang längs einer Linie 291 zu. Wenn die angelegte Spannung vermindert wird, nimmt der optische Ausgang längs einer Linie 292 ab, wodurch ein Hysterese-Effekt erzielt wird. Der oben erwähnte Faktor J , bezieht sich auf einen Strom entsprechend V , _n in Fig. 2.9. In dieser Kennlinie erhält man die Funktion des optischen Speichers durch Einstellen einer Vorspannung bei V und von außen injizierte optische

ύ L C O I I

• 5k-

Impulse, deren Intensität um L liegt, um die einendige induzierte Emission einzuleiten, um dadurch die Laserschwingung aufrechtzuerhalten und einen optischen Ausgang von L zu schaffen. Um die Laserschwingung zu beenden wird ein optischer Impuls hereininjiziert, dessen Energie gleich oder größer als 2L ist. D.h., infolge der induzierten Emission aufgrund eines derartigen optischen Impulses wird die Trägerkonzentration in der aktiven Schicht zeitweise abrupt vermindert, wodurch die Laserschwingung beendet wird. Ebenfalls können von außen angelegte elektrische Impulse wirksam sein. Optische Impulse werden jedoch hinsichtlich des Hochgeschwindigkeitslogikbetriebs bevorzugt. D.h., der oben erläuterte Speicher kann als ein sog. bistabiles Schaltkreiselement wirken.

Es soll darauf hingewiesen werden, daß in der Ausführungsform von Fig. 2 8 die aktive Schicht vom p-Typ ist. Aus diesem Grund werden in die Zone 280 Löcher injiziert, 0 was zu einer unzureichenden Löcherbegrenzung in der aktiven Schicht des Lasers und daher zu einem niedrigen Wirkungsgrad führt. Um diesen Nachteil zu beheben, wird geraten, eine aktive Schicht aus Intrinsic-Material vorzusehen, so daß die Injektion der Elektronen und Löcher in die aktive Schicht bewirkt wird.

Der Wirkungsgrad kann weiter verbessert werden, indem man den Bandspalt der Schicht 280 größer als den der Schicht 281 macht, um einen Löcherfluß auszuschalten.

0 Um eine Wiedervereinigung der Elektronen und Löcher nur innerhalb der aktiven Schicht zu bewirken, werden die Bereiche 2 80 und 2 82 aus einem indirekten übergangstyp-Halbleitermaterial hergestellt. Hierdurch tritt im wesentlichen keine Trägerwiedervereinigung in den Bereichen 2 und 282 auf und entsprechend ist der Diffusionskoeffizient

η η η ι Ο 1

für diese Bereiche groß. Aus diesem Grund werden die oben erläuterten Wirkungen verstärkt.

Fig. 3 0 zeigt eine weitere Ausführungsform, die für die Verwendung eines Halbleiter-Lasers mit drei Anschlüssen in einem optischen Speicher geeignet ist. Auf ein η GaAs-Substrat 3 00 wird ein Nutstreifen und eine η-Typ GaAlAs-Schicht 3 01 ausgebildet. Eine GaAs-Schicht 3 03 und eine η-Typ GaAlAs-Schicht 304 werden epitaxial mit einem vorstehenden Teil auf den Abschnitt 3 02 ausgebildet, wobei dessen Brechungsindex hoch ist, was zu einer Seitenmoden-Stabilisierung führt. Eine η -Zone 3 05 mit einer hohen Trägerdichte dient als Emitter und von den Zonen 301 bis 3 03 erstrecken sich ρ -Zonen 3 06, die als Basis dienen.

Eine Zone 307 mit einer hohen Widerstandsfähigkeit ist ausgebildet, um die Stromleckage von den Basen zu verhindern. Die Zone 303 wirkt als aktive Schicht, die vom ρ p-Typ oder vom i-Typ ist, deren Dicke etwa 0,05 bis 2 μΐη beträgt .

Die Dicke der aktiven Schicht 3 03 ist sehr wichtig und wird entsprechend des Typs der Schicht (npn oder pnp) bestimmt, da der Diffusionsabstand vom Trägertyp (Elektronen oder Löcher), die in die aktive Schicht injiziert werden, abhängt. Die Dicke sollte mindestens geringer als der Diffusionsabstand der von dem Emitter injizierten Träger sein. Die Emitter und Basen sind in Streifenform vorgesehen, um die optische Wellenführungsrichtung festzulegen, und ein Laserresonator wird mittels zwei reflektierender Flächen ausgebildet. Die Zonen bzw. Bereiche 305 und 304 wirken als Emitter, die Zonen 303 und 306 wirken als Basen und die Zonen 300, 301 und 302 entsprechen den Kollektoren. Der in Fiq. 3 0 dargestellte Aufbau ist vom npn-Typ.

ö ίί ύ ο I I

Fig. 31Α und 31Β sind Energiediagramme für die Vorrichtung von Fig. 30 im Schnitt längs den Linien A-A' und B-B'. Fig. 31A zeigt den thermisch ausgeglichenen Zustand. Die Zone 303 ist die aktive Zone. Durch Anlegen einer vorwärts gerichteten Vorspannung zwischen dem Emitter und der Basis wird der Energiezustand, wie er mittels einer Linie 311 in Fig. 31A dargestellt ist. Auf diese Weise werden Elektronen vom Emitter 3 04 zur Basis 3 03 injiziert. Es findet im wesentlichen keine Löcherinjektion von der Basis zum Emitter statt, da der Energiespalt des Emitters größer als der der Basis ist. Daher werden nur Elektronen wirksam in die aktive Schicht injiziert und nur Elektronen, die sich in der aktiven Schicht nicht wieder verbinden,können heraus zum Kollektor 3 fließen.

Fig. 31B ist ein Energiediagramm entsprechend dem Aufbau längs der Linie B-B' in Fig. 30. Wie dargestellt, werden Löcher 314 von dieser Zone zur aktiven Schicht injiziert.

0 Auch wenn eine positive Spannung an den Kollektor angelegt wird, wird der Energiezustand so, wie er mittels einer Linie 312 in Fig. 31A dargestellt ist, wobei der durch den Kollektor fließende Strom im wesentlichen konstant ist, und zwar unabhängig vom Energiezustand, mit der Ausnahme, wenn sich eine Verarmungsschicht bis zum Emitter erstreckt, die ein Durchlochen bzw. Durchgriff bewirkt. Das Prinzip, durch das die Hysterese geschaffen wird, ist das gleiche wie das, das in bezug auf Fig. 28 beschrieben wurde.

Ein die Ausführungsformen von Fig. 31A und 31B betreffendes Problem ist die Bewegung eines Teils der von dem Emitter zur Basis injizierten Elektronen, die hauptsächlich innerhalb der Basis längs der Übergangsebene zum Kollektor fließen, da dieser Teil den Wirkungsgrad des Lasers nachteilig beeinflußt. Daher sollte die Leit-

fähigkeit des Bereichs 3 03 vom η -Typ, i-Typ oder ρ -Typ sein, so daß eine Elektronenbarriere in einer Übergangszone zwischen dem Bereich 306 und dem Bereich 303, der den Bereich 3 06 umgibt, ausgebildet wird. Hierdurch wird der Stromleckage so klein wie möglich gehalten und die Leistung des Lasers verbessert.

Die Dicke d der aktiven Schicht 3 03 sollte größer als 10

," und kleiner als L, sein,
d d

Obwohl ein npn-Aufbau beschrieben wurde, ist obiges ebenfalls bei einem pnp-Aufbau anwendbar, wobei die Dicke der aktiven Schicht mittels des Löcherdiffusionsabstandes bestimmt wird.

Als andere für die Auslegung des Geräts bestimmte Faktoren sollen die Trägerdichte in der aktiven Schicht und deren Dicke betrachtet werden, da beide sehr stark die elektrischen Eigenschaften des optischen Speichers beeinflüssen. D.h., die Breite der Verarmungsschicht W bei einer pn abgestuften Übergangszone eines Halbleiters kann dargestellt werden durch

W = Λ/ 2 t

to JJX Λ

Für GaAs beträgt die Breite W 4,1μΐη, 1,3 μΐη bzw. 0,43 μΐη

14 —3 1 fi —3 für Werte von N₂. =10 cm und 10 cm . Wenn die Dicke der aktiven Schicht kleiner als die Breite W ist, kann sie sogar bei einer Nullvorspannung durchlöchert werden. Da die Verarmungsschicht des Basisbereichs sich von beiden Seiten des Emitters und des Kollektors dahin erstreckt, besteht die Neigung, daß sie leicht durchlöchert wird. Bei diesem Zustand hängt der Kollektorstrom überwiegend von der Kollektorspannung ab, so daß es möglich ist, die Höhe der Potentialbarriere in der Basis mittels der Kollektorspannung zu steuern und somit ist

Qoonp 1 I J \_ λ ν ν-" ! I

die Steuerung des Kollektorstroms mittels der Kollektorspannung und der an die Basis angelegten Spannung möglich. Bei einer an den Kollektor angelegten Vorspannung von Null tritt kein Durchlöchern auf. Es ist jedoch möglich, den Kollektorstrom mittels der Kollektorspannung zu steuern, nachdem ein Durchlöchern auftritt, indem eine umgekehrte Vorspannung angelegt wird. Wenn die Höhe der Barriere gegen die Elektronen in der Basis mittels der KoIlektorspannung geregelt werden kann, zeigt der Kollektorstrom eine nicht gesättigte Kennlinie hinsichtlich der Kollektorspannung.

Fig. 32 zeigt eine weitere Ausführungsform, bei der ein verdeckter bipolarer Aufbau verwendet wird. Hier wird eine weitere p-Typ GaAlAs-Schicht 32 0 gezeigt.

Bei einer weiteren in Fig. 33 gezeigten Ausführungsform ist der Bereich 32 0 in zwei Abschnitte ausgebildet. Bei einer weiteren in Fig. 34 gezeigten Ausführungsform 0 sind eine η -Typ GaAs-Schicht 341 und eine ρ -Typ GaAs-Schicht 3 40 hinzugefügt, um den Ohm'sehen Widerstand zu vermindern, und eine Elektrodentrennung ist zwischen der Basis und dem Emitter eingeführt. Es soll darauf hingewiesen werden, daß andere Strukturen, wie z.B. ein verdeckter sichelförmiger (BC) Aufbau, oder ein plankonvexer Wellenführungs-(PCW)-Aufbau für diesen Zweck verwendet werden können.

Fig. 35 zeigt eine weitere Ausführungsform, die einen logischen Schaltkreis darstellt. Bezugszeichen 351 zeigt zwei Halbleiter-Laser, die jeweils optischen Wellenführungen 35 0 und 352 zugeordnet sind. Reflexionsflächen 353 und 354 sind mittels Isolierschichten und Metallfilmen ausgebildet, deren Reflexionsfähigkeit im wesentlichen 100% beträgt. Der Halbleiter-Laser 351 kann irgendeiner von denen in Fig. 30, 32, 33 und 34 gezeigten

.59-

sein, die in der bistabilen Weise arbeiten. Die optische Wellenführung 35 0 wirkt beispielsweise als eine Eingangswellenführung und die zwei Wellenführungen 352 als Ausgangswellenführungen, wodurch ein Inverter mit einem Eingang und zwei Ausgängen ausgebildet wird.

Es ist möglich, die Anzahl der Ausgänge weiter zu steigern, indem man Laserelemente rings um die Wellenführung 35 0 ausbildet. D.h., es ist möglich, weiter den fan-out des Geräts zu steigern. Weiter ist es möglich, den mit anderen Lichtausgängen kombinierten Ausgang von 352 als Eingang für einen darauffolgenden Logikschaltkreis zu verwenden. Wenn man bidirektionale Ausgänge vom Laser 351 wünscht, können sich die optischen Wellenführungen 352 parallel zur Wellenführung 350 ohne Schaffung der Reflexionsflächen 35 4 erstrecken. Weiter können die Wellenführungen 35 0 und 352 nicht nur als fast passive optische Wellenführungen, sondern ebenfalls als Verstärker durch Anlegen eines konstanten Vorspannungsstroms 0 wirken.

Da diese logischen Schaltkreise vom planaren Typ sind, werden ihre Herstellungsprozesse und ihre Verbindungen untereinander erleichtert, wenn die Geräte bzw. Teile als Teile eines integrierten Schaltkreises hergestellt werden; Weiter haben die oben erwähnten Elemente und/ oder Schaltkreise keinen Nachteil bezüglich der Lichtreflexion und der Rückkopplung infolge zu geringer Reflexionsfähigkeit, hohem Schwellenstrom und nicht kontinuierlichen Ebenen in der Wellenführung, wie sie bei einem gewöhnlichen Laserelement auftreten, bei dem der Laserausgang von einer Endfläche abgezogen wird.

Im folgenden soll die Hochgeschwindigkeitsmodulation des Lichts beschrieben werden. Bei dem gewöhnlichen Modulations-

Z' ϊ'_ Ο O I !

system, bei dem eine angelegte Spannung oder ein Strom direkt moduliert werden, hängt die maximale Modulationsfrequenz von der Lebensdauer der injizierten Träger und Photonen ab und ist in den meisten Fällen auf etwa 10 GHz begrenzt. Andererseits kann die Modulationsfrequenzgrenze wirksam durch ein optisches Wellenmodulationssystem mit einem optischen Resonator entfernt werden. Die Gründe hierfür werden unter Bezugnahme auf einen optischen Resonator vom Fabry-Perot-Typ beschrieben.

Fig. 36 zeigt typische Kennlinien eines derartigen Resonators. Letzterer hat Resonanzfrequenzen f., f₂, f_ usw. Die Halbwertbreite jeder Resonanzfrequenz ist mit /\f bezeichnet. Die Resonanzwellenlänge kann man darstellen, indem man eine ebene Wellenannäherung verwendet, durch:

^2Ld ⁼ ^ ' ^m' ^und

2L_d =^ (U_{1 +} 1), (5)

wobei L_d die Länge des Laserresonators, ntl. und n7V/„ die Brechungsindices, m eine ganze Zahl und 7k und %~ Resonanzwellenlängen sind. Die Resonanzwellenlänge wird durch die Anzahl der stehenden Wellen im Resonator bestimmt. Die Resonanzfrequenz kann bestimmt werden durch die Beziehung von

f =

^ri,2 Λ/

^l

D.h. :

^f1 ⁼ — ^m' ^Und *⁶*

^f2 ⁼ S^

Diese werden im folgenden als Axialmoden benannt, Eine Frequenzdifferenz £jf zwischen den Axialmoden wird wie folgt dargestellt:

Unter der Annahme von η Az₁ = nfV„ wird

ετ ' =7 ·

^{d 1}

Die Halbwertbreite wird dann dargestellt durch:

sin"¹ (1=|), (10)

'^nLd '*&

wobei R der Energiereflexionskoeffizient an der Endfläche ist.

Wie bei Betrachtung der gewöhnlichen Amplitudenmodulation elektromagnetischer Wellen deutlich wird, umfaßt die 0 modulierte Welle FrequenzanteiIe von f_ und f- - f ,

UUm

wenn eine Welle, deren Frequenz f~ beträgt, bei einer Modulationsfrequenz f moduliert wird. Mindestens eine Frequenz innerhalb des Bereichs von f_o - f sollte

^ Om

hindurchgehen, da es sonst unmöglich ist, die Modulationskomponente zu übertragen. D.h. infolge der Kennlinien des optischen Resonators ist die Modulation von Laserlicht unmöglich, wenn nicht die Modulationsfrequenz f im wesentlichen von der Frequenzdifferenz Af zwischen den axialen Moden unterschiedlich ist, oder die Frequenz f geringer als die Halbwertbreite L\£ und innerhalb einer der axialen Moden leigt.

Der Qualitätsfaktor Q wird gewöhnlich als ein Kriterium zur Beurteilung der Leistung dos optischen Resonators verwendet. Q kann ausgedrückt werden als:

_ (Feldenergie gespeichert im Resonator) . . ~^ω· (vom Resonator abgegebene Energie)

wobei 6kl die Winkelfrequenz ist. Alternativ kann man Q annähern durch

Im Fall, in dem der Resonator vom Fabry-Perot-Typ ist, und die Verluste hauptsächlich infolge der Permeabilitat der Spiegel entstehen, kann man Q ausdrücken durch:

WnL,

Wenn man £\f und Af durch Q ausdrückt, ergibt sich 15

&f = · L· ^und (14)

= ^ · Isin "¹(^). (15)

0 Aus diesen Gleichungen wird deutlich, daß, je geringer Q ist, um so größer die erzielbare Frequenz der Modulation ist. Um Q des Halbleiter-Lasers gering zu machen, ist es ratsam, einen kurzen Hohlraum-Laser mit einem kleinen L-, zu ver-

wenden, oder R so nahe wie möglich Null zu machen.

Fig. 37 zeigt die Frequenzgrenzen der Modulation durch einen Halbleiter-Laser, der zur GaAs-GaAlAs-Gruppe gehört und eine Resonatorlänge L für verschiedene Modulationsarten besitzt. In Fig. 37 zeigt die Linie 371 eine 0 Modulationsfrequenz, wenn ein Licht entsprechend dem axialen Modenabstand moduliert wird. Eine Linie

372 zeigt die maximale Modulationsfrequenz entsprechend der Halbwertbreite der axialen Moden und die Linien

373 zeigen Resonanzfrequenzen für gewöhnliche Direktmodu-

lation mit Strom, wobei J eine in Bezug auf die Schwellenstromdichte normierte Stromdichte darstellt, der Brechungs-

index η 3,6 beträgt, die Reflexionsfähigkeit R 0,31 be-

— 9 trägt, die mittlere Trägerlebensdauer V 1x10 s

^s -1 beträgt und der Absorptionskoeffizient oo . = 10 cm ist. Je höher der Wert J ist, um so höher die Frequenz der Modulation. Im Fall der direkten Modulation liegt die Modulationsgrenze bei etwa 2 0 GHz, sogar wenn L = 10 um ist. Es kann möglich sein, mit einem Strom zu modulieren, dessen Frequenz dem axialen Moden abstand entspricht, indem man entweder eine lange Laserdiode oder einen äußeren Resonator verwendet. Das letztere Verfahren ist jedoch nicht anzuraten, wenn das Gerät in einem integrierten Schaltkreis vorgesehen sein soll. Wenn die Modulation die Eigennatur des optischen Resonators selbst verwenden soll, ist es daher ratsam, die Wechselwirkung des Lichts mit Hilfe von Trägern im Lasermedium zu verwenden. Hierdurch wird eine höhere Modulationsfrequenz möglich, indem man einen kurzen Resonator verwendet, wobei das ergebende Gerät für die Verwendung in einem optischen integrierten 0 Schaltkreis geeignet ist.

Bei der Licht-zu-Licht-Wechselwirkung tritt keine Wechselwirkung auf, wenn die Lichtsignale Wege in der Luft kreuzen. Obwohl die Nichtlinearität der magnetischen Permeabilität oder die Dielektrizitätskonstante der meisten gewöhnlichen Materialien keinen Einfluß auf eine starke Wechselwirkung haben, ist die Wirkung der Licht-zu-Licht-Wechselwirkung in einem Lasermedium mit einer Besetzungsumkehr der Träger beträchtlich. D.h., wenn ein bei einer einfachen Frequenz f_ schwingendes Laserverstärkungsmedium mit einem Laserlicht mit einer Frequenz f.. (= f„ + £lf.) bestrahlt wird, findet eine starke Wechselwirkung der Lichtsignale durch die umgekehrten Träger im Lasermedium statt. Fig. 38 zeigt die Veränderung der Frequenz, wenn Licht mit einer Frequenz f von außen in einen bei der Frequenz f„ schwingenden Laser injiziert wird.

3/^₁ rv /^ O >1 Λ

Die Oszillation kann mit dem von außen zugeführten Licht synchronisiert werden, '
Frequenz wie folgt ist:

synchronisiert werden, wenn die Differenz df.„ in der

Af,

iO

yQlSI

wobei Q der Qualitätsfaktor des Resonators, js.l die Amplitude des äußeren Lichts und ISl die Amplitude der Schwingung ist. Diese Synchronisation wird als Resonanz bezeichnet. Außerhalb der Ungleichung (16), Frequenz- und Amplitudenmodulation (Nicht-Resonanz) tritt auf,und die Schwingung umfaßt verschiedene Spektralkomponenten. Die Frequenz der größten Komponenten unter diesen ist mittels gestrichelter Linien in Fig. 38 dargestellt. Der Frequenzbereich für den eine wirksame Amplitudenmodulation möglich ist, wird daher durch folgende Gleichung bestimmt, die aus Gleichung (10) und der Ungleichung (16) abgeleitet ist:

0l^Sil ,

Qlsr^<

^f0l^Sil A C „,„-1 ,1-R.

^{sin (}>

Unter Verwendung der Gleichung (3) kann die Gleichung (7) wie folgt geschrieben werden:

C t 1 _E>\ 1 C I

Cd-R) 1 S. I

Für einen angenommenen GaAs-Laser wird, wenn

= ΙΟ"²

lsi

und L₀ = 100 μΐη ist, die Ungleichung (18) 4,6 χ 10 Hz< Äf< 8,86 χ 10¹⁰ Hz. Für L_d = 10 um ergibt sich 4,6 χ 10⁹ Hz < Af < 8,86 χ 10¹¹ Hz.

O ι

Für den Fall der Nichtresonanz umfaßt die Schwingung im allgemeinen Frequenzkomponenten nf + mf., wobei η und m ganze Zahlen sind. Unter diesen Komponenten, die als Kopplungsharmonische bezeichnet werden, liegen 2f-f. und 2f.-f näher an f_. Unter der Annahme von f. > f umfaßt das Oszillatorspektrum Komponenten von ..., 2f-f., f, f., 2f.-f, ... wobei f sich um f_Q verändert, wie in Fig. 38 dargestellt.

Fig. 39 zeigt Änderungen des Nichtresonanz-Leistungsspektrums als eine Funktion von f.. Aus Fig. 39 wird deutlich, daß im Resonanzbereich die Schwingungsfrequenz f., und im Nichtresonanzbereich hauptsächlich f beträgt, wobei Seitenbänder von f. = f + Af und 2f. = f - A.f erzeugt werden, die eine Amplitudenmodulation mit dem Laserlicht zur Folge haben, wie im Fall bei elektromagnetischen Wellen. Es wird ebenfalls deutlich, daß, wenn die Abweichung der Frequenz vom äußeren Licht von f„ zu groß ist, der Wirkungsgrad verschlechtert wird. Es gibt daher einen bevorzugten Arbeitsbereich.

Bei der oben erwähnten Licht-zu-Licht-Wechselwirkung tritt die Wechselwirkung zwischen f und f. bei einer der axialen Moden des Resonators auf. Es gibt eine weitere wichtige Zwischenwirkung entsprechend der axialen Modenfrequenz des injizierten Lichts, nämlich eine Wechselwirkung zwischen f.. und f „, wie dies in Fig. 36 dargestellt ist. Bei einem Laser, der in zwei axialen Moden schwingt, ist gewöhnlich ein Teil der umgekehrten Trägerverteilung mit einem elektromagnetischen Feld in diesen Moden gekoppelt, so daß eine Wechselwirkung zwischen den axialen Moden auftritt.

Die Inversionsverteilung umfaßt eine Komponente, die zeitunabhängig ist, und eine Komponente, die mit einer Frequenz

3/-S .~} r\ f~\ s> si C .-L O O i I

.66.

schwingt, die durch eine Differenz zwischen zwei Schwingungsfrequenzen bestimmt wird, wobei letztere als Inversionsverteilungssignal bezeichnet wird. Dieses Pulsationssignal erzeugt einen ähnlichen Effekt wie der der Kopplungsharmonischen so daß nicht nur die Moden von f. und f„, sondern ebenfalls die von 2f - f „, 2f„ - f. usw. vorhanden sind. Wenn eine Schwingung in einer anderen Moden mit genügender Verstärkung stattfindet, findet eine Wechselwirkung mit diesen Kopplungsharmonischen statt, um eine Laserschwingung in einer Vielfachmoden wie oben erwähnt, zu schaffen. Die Oszillationsfrequenzen sind in gleichem Abstand angeordnet und das Ausgangslicht enthält Pulsationen mit einem Zeitintervall, das dem Axialmodenabstand entspricht. Dies wird als Modensynchronisation bezeichnet. Die Modensynchonisation tritt jedoch gewöhnlich nicht auf, wenn nicht die Synchronisation von außen bei einer Frequenz entsprechend dem Impulsintervall erzwungen wird.

Im allgemeinen werden durch Injizieren von Laserlicht mit einer Frequenz f₀ in einen Laser, der beispielsweise Laserlicht mit einer Frequenz von f ₁ ausgesendet hat, Träger durch die Laserschwingung bei f_ verbraucht. Somit wird die Laserschwingung bei f.. infolge der zwischen den Moden stattfindenden Beeinflussung eingeschnürt. Infolge dieser zwischen den Moden stattfindenden Beeinflussung schwingt der Halbleiter-Laser in einer Schwingungsform des injizierten Laserlichts, obwohl die Situation vom Grad der zwischen den Moden stattfindenden Kopplung abhängen kann. Wenn daher eine Licht-zu-Licht-Zwischenwirkung verwendet wird, wird vorzugsweise eine Amplitudenmodulation innerhalb der Halbwertbreite einer axialen Schwingungsform statt die Wechselwirkung zwischen den axialen Schwingungsformen verwendet. In einem derartigen Fall ist die obere Grenze der Modulationsfrequenz für einen Laser, der zur GaAs-

Gruppe oder GaAlAs-Gruppe gehört mittels der Linie 372 in Fig. 37 dargestellt. Da jedoch die obere Grenze durch die des Resonators und die Elektronen-zu-Elektronen-Relaxationszeit der Träger bestimmt wird, die die Licht-zu-Licht-Wechselwirkung unterstützt, die in einer Größenordnung

-12

von 10 s liegt, ist es unmöglich, eine Modulationsfrequenz oberhalb 10 Hz zu verwirklichen. D.h., die obere Grenze der Modulationsfrequenz eines Lasers mit einem Resonator von einer Länge von 10 μΐη oder kürzer wird wirksam durch die Elektronen-zu-Elektronen-Relaxationszeit bestimmt.

Fig. 4OA ist eine Aufsicht auf eine Ausführungsform, bei der die Amplitudenmodulation infolge der Licht-zu-Licht-Wechselwirkung durchgeführt wird und die Fig. 4OB und 4OC sind Querschnitte längs der Linien A-A' bzw. B-B¹ in Fig. 4OA. Das Gerät dieser Ausführungsform besteht aus einem Paar Lasern mit Resonatoren, deren Länge L und L¹ beträgt und einer optischen Wellenführung zur optischen 0 Kopplung dieser Laser. Diese zwei Laser senden Laserlicht bei unterschiedlichen Frequenzen aus, wobei eine Wechselwirkung zwischen diesen Laserlichtarten beabsichtigt ist.

Wie oben erwähnt, ist, wenn ein kurzer Resonator verwendet wird, der axiale Modenabstand groß und daher ist, die Anzahl der axialen Moden innerhalb eines Frequenzbereichs, für den eine Verstärkung erwartet wird, klein. Entsprechend ist es notwendig, die Frequenz der Resonanzspitzen eines kurzen Resonators mit der Frequenz, bei der die Verstärkung maximal wird, koinzident zu machen.

In dem in den Fig. 4OA bis 4OC gezeigten Gerät sind die Isolierschichten 231 und ein Metallteil 400 für die Steigerung der Reflexionsfähigkeit vollständig eingeschlossen, um die Chip-Oberfläche flach auszubilden. Um die Frequenzen der zwei Laser einzustellen, ist es ratsam,

• Qg ·

zusätzlich zur Regelung der Resonatoren selbst einen Aufbau des in Fig. 20 gezeigten Typs einzuführen, oder einen Laser vom verteilten Rückkopplungstyp statt des in den Fig. 4OA bis 4OC gezeigten Lasers zu verwenden. Im letzteren Fall kann Q des Resonator von dem des Fabry - Perot-Typ-Resonators unterschiedlich sein. In den Fig. 4OA bis 4OC kann die Isolierschicht 231, die die zwei Laser optisch koppelt, aus SiO„, AlO₃, Si-.N., GaN oder AlN usw. bestehen. Es soll darauf hingewiesen werden, daß es zusätzlich zu einer derartigen Isolierschicht möglich ist, eine Halbleiterschicht und/oder eine Metallschicht dazwischen zu verwenden. Weiter ist es ratsam, den Lichtreflexionskoeffizient dieses Teils groß zu machen, um dadurch den Schwellenstrom des Lasers zu verringern.

Fig. 41A bis 41C zeigen eine weitere Ausführungsform, in der zwei Laserdioden innerhalb einer optischen Wellenführung ausgebildet sind. Die Reflexionsabschnitte 410 und 411 sind an den Endflächen des Lasers ausgebildet. Diese bestehen aus irgendeinem Material, wie z.B. einem dielektrischen Material oder einem dielektrischen Material verbunden mit Metall oder Halbleitermaterialien. Eine Schicht 412 besteht aus einem Material, dessen Brechungsindex geringer als der der aktiven Schicht (optische Wellenführung) ist. Bezugszeichen 413 zeigt einen Teil, dessen Leitfähigkeitstyp dem des Bereichs 4 entgegengesetzt ist oder dessen Widerstand hoch ist. Durch periodisches Zuführen eines Stroms zu dem Teil schwingt der Aufbau bei einer einzigen Frequenz. Es ist möglich, einen Amplituden-modulierten Ausgang zu erhalten, indem man die Periode dieser Laser ein wenig unterschiedlich ausbildet. Obwohl der Ausgang in diesen Geräten bidirektional ist kann er unidirektional sein. In letzterem Fall sollte der reflektierende Abschnitt 410 aus einem Material bestehen, das in der Lage ist, vollständig das

O »"■ · "' f

- 6-er -

Licht zu reflektieren. Durch Schließen eines Endes der Wellenführung in dem Gerät, das in den Fig. 4OA bis 4OC gezeigt ist, kann eine ähnliche Wirkung erwartet werden. Andere als die oben erwähnten Halbleiter-Laser-Strukturen können ebenfalls verwendet werden.

Statt einer Wechselwirkung zwischen den Lichtsignalen von zwei unterschiedlichen Halbleiter-Lasern, ist es möglich, die Amplitudenmodulation durch Verwendung eines Lasers und eines Resonators mit einer Verstärkung zu verwirklichen. Wenn ein Resonator mit einer Verstärkung verkürzt wird, steigen die Spiegelverluste, und man erhält einen geringeren Laserausgang, auch wenn eine Lichtverstärkung vorhanden ist. Damit ein derartiger Laser schwingen kann, sollte der kurze Resonator so ausgebildet sein, daß er eine maximale Verstärkung bei einer Frequenz hat, die von der Resonanzfrequenz f

unterschiedlich ist, wie dies in Fig. 42 dargestellt ist. Zu diesem Zweck wird Licht mit einer Frequenz f.. von außen hereingeführt. Unter diesen Bedingungen wird der Lichtausgang mit einer Periode moduliert, die f. - f_ entspricht. D.h., wenn die Frequenz f. mit der

IR X

Resonanzfrequenz f zusammenfällt, überlappen die elektromagnetischen Felder und werden verstärkt. Wenn jedoch f. ein wenig von f_ (f. = f_ + Z\f) unterschied-

X KXK

lieh ist, wird eine zusammengesetzte Amplitude erhalten, wenn eine erste Welle und eine zweimal reflektierte Welle einander überlappen, die ein wenig kleiner als die Summe der Amplituden ist, da die Phase der zweimal reflektierten Welle ein wenig in Bezug auf die der ersten Welle vorgiet ist. Eine nlanare Phasendifferenz wird infolge derartiger Feixionen gesteigert. Unter der Annahme, daß die Phasendifferenz bei jeder Reflexion 180° beträgt, heben sich die elektromagnetischen FeIdstärken von zwei Wellen gegeneinander auf, so daß eine stimulierteEmission abrupt zusammenbricht. Die Zeitdauer

O ^ ^- O ⁿ Ί

At, während der die stimulierte Emission zusammenbricht kann dargestellt werden als:

2mL,n

wobei die Frequenz durch Af = angenähert wird. D.h., der Ausgang des Laserlichts pulsiert mit einer Wiederholungsperiode von 2At. In Fig. 42 ist Af = f. - f_n

1 R

die Amplitudenmodulationsfrequenz.

Die Fig. 43A und 43B, wobei die letztere ein Querschnitt längs der Linie A-A¹ in ersterer ist,zeigen eine Ausführungsform, bei der die oben beschriebene Modulation verwirklicht ist, wobei ein Modulationselement aus einem Laserlicht emittierenden Teil 430 und einem Verstärker 431 besteht. An beiden Enden des Licht emittierenden Teils 430 sind hoch reflektierende Abschnitte 410 vorgesehen. Ebenfalls hat der Verstärker 431 gering reflektierende Abschnitte 411 an seinen gegenüberliegenden Enden. Der Laserverstärkungsabschnitt in der Wellenführung kann auf verschiedene Weise wie in den vorher beschriebenen Ausführungsformen ausgebildet sein.

η (ο

Obwohl die für einen optischen Speicher, einen logischen Schaltkreis und ein Modulationssystem beschriebenen Geräte einen kurzen Resonator und schmale Diffusionsstreifen verwenden, ist ein anderer wichtiger Gesichtspunkt die optische Kopplung zwischen den Licht emittierenden Elementen und/oder zwischen einem Licht emittierenden Element und 0 einer Wellenführung. Wie unter Bezugnahme auf Fig. 25 ausgeführt, ist der Kopplungskoeffizient, den man durch nahes Anordnen der optischen Wellenführungen erhält, sehr gering und nicht brauchbar. Es soll daher das Verhalten des Lichts in der Wellenführungsmode zuerst erläutert und dann weiter die optische Kopplung betrachtet werden.

α Λ t>

- το--

Betrachtet man die optische Wellenführung von Fig. 13 in der x-z-Ebene, so verlaufen die Lichtwellen in der Wellenführung längs eines Zick-Zack-Wegs infolge der Reflexion, wie dies in Fig. 44 dargestellt ist. Dies trifft ebenfalls in der y-z-Ebene zu. Eine derartige Ausbreitung oder Führung des Lichts in der Wellenführung wird im folgenden als Zick-Zack-Strahl-Modell bezeichnet. Der Wellenvektor k₁ wird dargestellt durch:

k ² = k_x ² + k ² + k_z ². (19)

Die Wellen breiten sich bei einem Reflexionswinkel θ aus,der dargestellt wird durch:

tan θ = ^ . (20)

D,h, exakt, die Reflexionen an den Grenzflächen zwischen den Materialien, deren Brechungsindices n₁ und n_ sind treten auf, nachdem das Licht in das Material mit einem Brechungsindex n-> um einen Betrag <f eingedrungen ist, als ob die Grenzfläche in das Material mit n_ um den Abstand^ verschoben würde. Dieses Phänomen wird als eine Goos-Haechen-Verschiebung bezeichnet.

Fig, 46 ist ein Diagramm der berechneten Werte von

k k
^K1 ^y1

gegen die Breite (k a) einer Wellenführung aus GaAs-Material, insbesondere der GaAlAs-Gruppe, in der

π ο ·~· η ο 1 1 O O ^l O O I I

In Fig. 46 zeigt eine Linie 461 den Wert von

—2

wenn An₁ =5x10 , und die Kurven 462, 463 und 464 stellen die Werte von

^k1
10

für An₁ = 5 χ 10~², 1 χ 10~² bzw. 1 χ 10~³ dar, wobei An₁ = 5 χ 10~².

Fig. 47 zeigt die Änderungen der Abständet in der x-Richtung für/\n₂ = 5 χ 10~² , 1 χ 10~² und 1 χ 10~³ als Funktion von

"ÄT
0 wobei /\n.. =5x10 ist und

V _ λ, °'⁵

ist.

Für eine optische Wellenführung breiter als

na IT ^{= 2}'

ist der Abstand if iin wesentlichen ausreichend bzw. gesättigt. Unter der Annahme von n.. = 3,6 und Ά/ = 0,88 μπι ist es möglich, die optische Wellenführung bis zu a = 0,49 μκι zu verschmälern. Mit diesem Abstand % wird die Lichtintensität an der Grenze der Wellenführung um e 0,368 vermindert. Für beispielsweise

an der Grenze der Wellenführung um einen Faktor von — =

Q C "' Q ρ 1

n₁b na

-J₇ = 0,5 und -J₇- = 4

^n₁ = 5 χ 10~² und ^n₂ = 10~² wird θ = 85,2° und 0,3 μπι.
5

In den Fig. 48A und 48B, von denen letztere eine Schnittansicht längs einer Linie A-A' in Fig. 48A ist, wird eine Ausführungsform mit gekoppelten Wellenführungen gezeigt. In den Fig. 48A und 48B ist ein Laserlicht emittierender Teil 481 optisch mit einer optischen Wellenführung 482 mittels eines optischen Kopplungsteils 483 optisch gekoppelt, wobei dessenlnklinationswinkel bei etwa 85,2° eingestellt ist (unter Berücksichtigung der obigen Ausführungen), so daß das Laserlicht von dem Teil 481 von dem optischen Kopplungsteil 483 aufgenommen werden kann. Bei dieser Ausführungsform kann die optische Kopplung mittels einer auf dem Teil 483 vorgesehen Elektrode abgeschaltet werden.

0 Wenn kein Strom angelegt ist, wird die Kopplung zwischen dem Laserteil 481 und der Wellenführung 482 mittels des Abstandes d dazwischen bestimmt. Wenn der Abstand d beispielsweise 1 um beträgt, ergibt sich eine optische Kopplung von etwa 3%. Die Kopplung kann jedoch um einige Zehn Prozent verbessert werden, indem durch den Kopplungsteil 483 ein Strom fließt. Die Verstärkung ändert sich mit dem Vorspannstrom, so daß der Grad der optischen Kopplung leicht willkürlich geändert werden kann. Weiter beeinflußt bei dem in den Fig. 48A und 48B gezeigten Aufbau beispielsweise ein sich in Richtung eines Pfeils 484 fortpflanzendes optisches Signal nicht den Laserteil 481. Ein sich in die entgegengesetzte Richtung fortpflanzendes optisches Signal kann leicht in den Laserabschnitt 481 eintreten. D.h., der Aufbau wirkt als eine Einwegkopplung. Der Kopplungskoeffizient hängt vom Inklinationswinkel und der Breite des optischen

ο ο "■ ·"■> ο ι ι

Kopplungsteils ab.

Fig. 49 zeigt eine weitere Ausführungsform, bei der ein Verstärker oder Laserschwingungsteil 490 zusätzlich zwischen dem Laserteil 471 und der WeIlenführung 482 vorgesehen ist. Unter der Annahme, daß die Schwingungswellenlänge des Laserteils 481 % beträgt, die gleich der Verstärkungswellenlänge TVz₂ ^es Verstärkers 490 ist, kann dieser Aufbau das Laserlicht vom Laserteil 481 verstärken, wobei alle anderen Wellenlängen der Wellenführung 482 gesperrt werden. Der Verstärker 49 0 kann entweder den in Fig. 2 6 gezeigten Aufbau oder beispielsweise einen verteilten Rückkopplungsaufbau aufweisen. Indem man weiter die Vorspannung zum Verstärker 490 ändert, kann die optische Kopplung zwischen dem Laserteil 481 und der Wellenführung 482 willkürlich an- abgeschaltet werden. Weiter wird es, wie oben erwähnt, möglich, indem man ΔΛ' = J^₁ - TL₇ j macht, eine Lichtzu-Licht-Wechselwirkung zwischen den Laserabschnitten 0 480 und 490 zu erreichen, um ein gepulstes Signal mit

hoher Wiederholungsrate zu erzeugen.

Fig. 5 0 zeigt eine Ausführungsform, in der'ein Paar optischer Kopplungsabschnitte 483 in gegenüberliegenden Richtungen angeordnet sind, so daß ein optischer Ausgang bidirektional abgezogen werden kann. In diesem Fall kann die von den Kopplungsabschnitten 483 und der Wellenführung 482 umgebene Zone als Kopplungsbereich verwendet werden. Fig. 51 zeigt eine Ausführungsform, in der der 0 Lichtausgang vom Laserteil einseitig gerichtet ist.

Wie oben erwähnt, wurden bei der Erfindung die Arbeitsgeschwindigkeitsgrenzen von LSI-und VLSI-Geräten berücksichtigt. Es wird damit ein integrierter Schaltkreis mit mindestens einem Halbleiter-Laser als Hauptbestandteil geschaffen, bei dem der elektrische Eingang zur

Energiezuführung begrenzt ist und alle aktiven Signale in Form von Licht vorhanden sind. Um eine beträchtliche Anzahl von Logikfunktionen oder ähnlichem auf einem einzigen Chip unterzubringen und um eine hohe Arbeitsgeschwindigkeit zu erreichen, ist es bekannt, daß die Anzahl der in einem Chip untergebrachten Halbleiter-Laser mindestens einige Hundert, vorzugsweise 5 00 oder mehr und noch bevorzugter 1000 oder mehr sein sollte.

Unter Berücksichtigung der Wärme, Strahlung und des Temperaturanstiegs infolge des Energieverbrauchs eines Chips sollte der maximale elektrische Energieverbrauch pro Chip höchstens 1 W betragen. Wenn daher 500 Laser auf einem Chip ausgebildet werden, beträgt der Energieverbrauch pro Laser 2 mW und für 1000 Laser 1 mW. D.h., je größer die Anzahl der Laser auf einem Chip ist, um so geringer ist der erlaubte Energieverbrauch für jeden Laser. Es wurde unter Bezugnahme auf Fig. 4 ausgeführt, daß der Energieverbrauch eines Halbleiter-Lasers mittels eines verkürzten Resonators, eines verschmälerten Diffusionsstreifens und einer Spiegelfläche mit einem gesteigerten Reflexionskoeffizienten herabgesetzt werden kann. Um einen Energieverbrauch von 1 mW pro Laser zu verwirklichen, sollte der Reflexionskoeffizient R an beiden Spiegelflächen mindestens 0,4 betragen. Für Werte von R von 0,5, 0,7 und 0,9 sollte die Länge des Resonators weniger als etwa 30 μηι, 80 μπι bzw. 110 μΐη betragen. Wenn der Energieverbrauch 0,2 mW beträgt, beträgt R = 0,9 und der Resonator sollte nicht länger als 10 μι sein.

Fig. 4 zeigt, daß der höhere Reflexionskoeffizient an den Endflächen des Resonators wirksam eine Verminderung des Energieverbrauchs bewirkt. Wenn man einen optisch integrierten Schaltkreis hoher Dichte wünscht, ist es von grundsätzlicher Bedeutung auf einer schmaleren

— τ5 —

Fläche eines Halbleiter-Lasers eine Isolierschicht auszubilden, und auf der Isolierschicht einen Metallfilm auszubilden, um damit den Reflexionskoeffizienten zu erhöhen. Weiter sollte die Dicke der Isolierschicht die Hälfte der wirksamen Wellenlänge betragen, da die elektrische Feldintensität des Lichts an den Endflächen des Halbleiter-Lasers sehr gering sein kann. Da die elektrische Feldintensität an der Grenzfläche zwischen der Isolierschicht und dem Metallfilm ebenfalls sehr gering sein kann, ist die elektrische Feldintensität in allen Teilen rund um die Grenzfläche sehr gering, was eine hohe Zuverlässigkeit und Störungsfreiheit sicherstellt.

Die beschriebenen Ausführungsbeispiele von verschiedenen Halbleiter-Laser-Strukturen sind jeweils geeignet, den Energieverbrauch pro Laser zu vermindern. Weiter werden mit den beschriebenen Ausführungsformen optische Impulse mit einer hohen Wiederholungsgeschwindigkeit, z.B. einigen Picosekunden geschaffen. Die beschriebenen Halbleiter-Laser können ebenfalls bei Licht-zu-Licht-Steuerlogikschaltkreisen und für einen Lichtrzu-Licht-Steuerspeicher verwendet werden. D.h., die beschriebenen Ausführungsformen können bei zukünftigen optischen Digital-LSI verwendet werden.

Um die bestimmten Wirkungsweisen zu erreichen kann es wünschenswert sein, daß man einige Teile eines LSI-Geräts hat, die einen Energieverbrauch pro Steuerbereich über 1 mW aufweisen. Dies ist jedoch grundsätzlich in einem optischen LSI-Gerät unmöglich, da, wie oben erwähnt, der Energieverbrauch pro Laser 1 mW oder weniger betragen soll.

Die optischen integrierten Schaltkreise können aus HaIbleiter-Lasern bestehen, von denen der Energieverbrauch jeweils gleich oder weniger als etwa 1 mW ist. Licht-zu-

Licht-Logikoperationen als auch Speicheroperationen können auf diese Weise bei sehr hohen Geschwindigkeiten durchgeführt werden.

Claims

HOFFMANN , EITLB Λ PARTNER·

PATENT- UNDRECHTSANWÄLTE

PATENTANWÄLTE DIPL.-ING. W. EITLE . DR. RER. NAT. K. HOFFMANN · DIPL-ING. W. LEHN

DIPL.-ING. K. FÜCHSLE · DR. RER. NAT. B. HANSEN · DR. RER. NAT. H -A. BRAUNS · DIPL.-ING. K. GORG

DIPL.-ING. K. KOHLMANN · RECHTSANWALT A. NETTE

Handotai Kenkyu Shinkikai 38 87 9

Sendai-shi, Miyagi

Japan

Halbleiter-Laser

Patentansprüche

Halbleiter-Laser gekennz eichnet durch mindestens
- eine erste, auf einem Substrat ausgebildete (Überzugs-) Schicht,
- eine zweite, auf der ersten Schicht ausgebildete

(aktive) Schicht,
'- eine dritte, auf der zweiten Schicht ausgebildete (Überzugs-) Schicht, wobei die Überzugsschichten einen kleineren Brechungsindex als den der aktiven Schicht aufweisen und ein Produkt einer Streifenbreite und einer Resonatorlänge geringer als i30(EgB/EgA) μΐη und eine effektive Ref lektions f ähigkeit R-t^o 3er Endflächen des Resonators größer als 0,4 ist, um den Leistungsverlust des Halbleiter-Lasers auf etwa 1 mW oder weniger zu beschränken.

iLLASTRASSE Λ - *~* ~"~~ ^ iHM^UJFW R1 . Tt=X ΡΡΠΝ rOPO^ O1ir»R-7 ΤΠ crv tr- oflfiin roA-TUJr—\ -ri-i

ϋ ·, . „J ^ I ί
2. Halbleiter-Laser nach Anspruch 1, dadurch g e kennz ei chnet, daß die Spiegeleinrichtungen an mindestens einer der Endflächen des Resonators angeordnet sind,und einen mit einer Metallschicht beschichteten Isolierfilm aufweisen.
3. Halbleiter-Laser nach Anspruch 2, dadurch g e kennzeichne t,daß die Dicke t des Isolier-

Jl*' /J

films ungefähr t = r: -, wobei γ* eine ganze Zahl, \ eine

Wellenlänge des Lichts im freien Raum und η ein Brechungsindex des Isolierfilms ist.
4. Halbleiter-Laser nach Anspruch 3, dadurch g e kennz eichnet, daß der Isolierfilm aus einem Material besteht, daß aus der Gruppe bestehend aus AlN, SiO₂, SiN₄, GaN, BN und Al O₃ ausgewählt ist.
5. Halbleiter-Laser nach Anspruch 4, dadurch gekennzeichnet, daß das Metall aus einem Mate- 0 rial ist, das aus einer Gruppe, bestehend aus Au, Al.

Mo und W ausgewählt ist.
6. Halbleiter-Laser nach einem der Ansprüche 2 , 3, 4.und 5, dadurch gekennzeichnet, daß das Substrat und die erste Schicht eine Leitfähigkeit von einem ersten Typ aufweist,

- daß eine vierte Schicht mit einer Leitfähigkeit eines zweiten Typs, die der Leitfähigkeit des ersten Typs entgegengesetzt ist, auf dem Substrat und der ersten 0 Schicht ausgebildet ist, und einen größeren Brechungsindex als die Uberzugsschichten aufweist,

- daß die erste Schicht einen länglichen verdickten sich durch die vierte Schicht zum Substrat erstreckenden Abschnitt aufweist, daß die dritte Schicht eine Leitfähigkeit vom zweiten Typ aufweist,

. 3·

- daß im dritten Bereich ein hoch dotierter Kathodenbereich mit einer Leitfähigkeit des zweiten Typs ausgebildet ist,

- daß ein Steuerbereich mit einer Leitfähigkeit des

ersten Typs auf der dritten Schicht ausgebildet ist und den Kathodenbereich umgibt, und

- daß das Substrat einen hoch dotierten Bereich mit einer Leitfähigkeit des ersten Typs, der als Annode dient, umfaßt.
7. Halbleiter-Laser nach Anspruch 6, dadurch gekennzeichnet, daß eine fünfte Schicht mit einer kleineren Bandlücke als der der Überzugsschichten auf der dritten Schicht ausgebildet ist, um den Berührungswiderstand der Elektroden zu vermindern_r

- daß der Steuerbereich sich durch die fünfte Schicht zur dritten Schicht erstreckt,

- daß der Kathodenbereich sich durch die fünfte Schicht zur dritten Schicht erstreckt oder nur an der fünften Schicht ausgebildet ist, wobei die Steuerbereichstiefe tiefer als die des Kathodenbereichs ist.
8, Halbleiter-Laser nach Anspruch 6,dadurch gekennzeichnet, daß das Substrat aus η oder ρ GaAs ausgebildet ist und eine Verunreinigungskonzen-

18 —3
tation größer als 1x10 cm aufweist,

- daß die erste Schicht aus η oder ρ GaAlAs ausgebildet

ist und eine Verunreinigungskonzentration größer als

17 -3
5x10 cm und eine Dicke im Bereich von 0,05 bis 0 0,5 pm mit der Ausnahme des verdickten Abschnitts, dessen Dicke in einem Bereich von 1 bis 5 um liegt, aufweist,

- daß die zweite Schicht aus GaAs oder GaAlAs ausgebildet ist und eine Dicke in einem Bereich von 0,05 bis 0,5 μπι und eine kleinere Bandlücke als die der Überzugsschicht aufweist,

- daß die dritte Schicht aus ρ oder n GaAlAs ausgebildet ist und eine Verunreinigungskonzentration in einem Bereich von 1x10 bis 10 cm und eine Dicke in einem Breich von 0,5 bis 3 μπι aufweist,

- daß die vierte Schicht aus ρ oder η GaAs oder

GaAlAs ausgebildet ist und eine Verunreinigungskon-

17 -3 zentration größer als 1x10 cm und eine Dicke in einem Bereich von 0,5 bis 5 μη und einen größeren Brechungsindex als den der Überzugsschicht aufweist,

- daß der Steuerbereich aus einer η oder ρ Zone ausgebildet ist und eine Verunreinigungskonzentration

18 —3
größer als 1x10 cm aufweist und

- daß der Kathodenbereich aus einer ρ oder η Zone aus

gebildet ist und eine Verunreinigungskonzentration

1 8 — ^
größer als 1x10 cm aufweist.
9. Halbleiter-Laser nach Anspruch 8, dadurch g e kennzeichnet, daß der Abstand zwischen 0 paarweise angeordneten Steuerbereichen im Bereich von 0,3 bis 3 μΐη liegt.
10. Halbleiter-Laser nach einem der Ansprüche 1, 2, 3, 4 und 5, dadurch gekennzeichnet, - daß ein fünfter Bereich mit einer Leitfähigkeit des ersten Typs längs des Resonators in das Substrat eingebettet ist und sich ein Teil des fünften Bereichs zu einer Oberfläche des Halbleiter-Lasers erstreckt,

- daß eine vierte Schicht mit einer Leitfähigkeit des

0 zweiten Typs, die der ersten Leitfähigkeit entgegengesetzt ist, zwischen dem Substrat und der ersten Schicht ausgebildet ist und einen größeren Brechungsindex als die Überzugsschicht aufweist,

- daß eine erste Schicht mit einer Leitfähigkeit des

ersten Typs einen länglichen verdickten Abschnitt auf weist, der sich durch die vierte Schicht zur fünften

. S-

Schicht erstreckt,

- daß ein hoch dotierter Kathodenbereich mit einer Leitfähigkeit des zweiten Typs benachbart zur dritten Schicht ausgebildet ist,

- daß die dritte Schicht eine Leitfähigkeit vom zweiten Typ aufweist,

- daß der Steuerbereich eine Leitfähigkeit des ersten Typs aufweist und in der dritten Schicht den Steuerbereich umgebend ausgebildet ist, wobei die Tiefe des Kathodenbereichs und des Steuerbereichs größer als die des Kathodenbreichs ist, und

- daß der fünfte Bereich als Annode dient und das Sub- strat eine halbisolierende Zone umfaßt oder eine Leitfähigkeit des zweiten Typs aufweist.
11. Halbleiter-Laser nach Anspruch 10, dadurch gekennzeichnet, daß eine sechste Schicht mit einer kleineren Bandlücke als die der Überzugsschicht auf der dritten Schicht ausgebildet ist, -- daß der Steuerbereich sich durch die sechste Schicht zur dritten Schicht erstreckt, und

- daß der Kathodenbereich sich die sechste Schicht zur dritten Schicht erstreckt oder nur an' der sechsten Schicht ausgebildet ist.
12. Halbleiter-Laser nach einem der Ansprüche 1, 2, 3, 4 und 5, dadurch gekennz eichnet,

- daß das Substrat, die erste Schicht, die zweite Schicht und die dritte Schicht eine Leitfähigkeit des ersten Typs aufweist, und

- daß ein länglicher Bereich mit einer Leitfähigkeit des zweiten Typs, die der Leitfähigkeit des ersten Typs entgegengesetzt ist, sich durch die zweite und dritte Schicht in die erste Schicht erstreckt, oder sich durch die dritte Schicht in die zweite Schicht erstreckt.
13. Halbleiter-Laser nach Anspruch 12, dadurch ge-

kennzeichnet, daß der Aufbau einer vierten Schicht mit einer Leitfähigkeit des zweiten Typs, die der Leitfähigkeit des ersten Typs entgegengesetzt ist, zwischen dem Substrat und der ersten Schicht ausgebildet ist, und

- daß die erste Schicht sich durch die vierte Schicht zum Substrat erstreckt.
14. Halbleiter-Laser nach Anspruch 12 oder 13, dadurch gekennzeichnet, daß die erste Schicht einen verdickten unterhalb des länglichen Bereichs liegenden Teil aufweist, und

- daß die vierte Schicht einen größeren Brechungsindex als die erste Schicht aufweist.
15. Halbleiter-Laser nach einem der Ansprüche 12, und 14, dadurch gekenn ζ eichnet, daß die Leitfähigkeit des ersten Typs η und die Leitfähigkeit des zweiten Typs ρ ist.
16. Halbleiter-Laser nach Anspruch 12, dadurch g e kennz ei chnet, daß eine Breite des länglichen Bereichs geringer als eine zweifache Diffusionslänge eine; Elektrons in den länglichen Bereich ist.
17. Halbleiter-Laser nach Anspruch 13 oder 14, dadurch gekennz eichnet, daß eine Breite des länglichen Bereichs kleiner als die zweifache Diffusionslänge eines Elektrons inden länglichen Bereich ist.
18. Halbleiter-Laser nach Anspruch 12, dadurch gekennz eichnet, daß eine Isolierschicht auf der dritten Schicht ausgebildet ist.
19. Halbleiter-Laser nach Anspruch 13 oder 14, dadurch gekennz eichnet, daß eine Isolierschicht auf der dritten Schicht ausgebildet ist.

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20. Halbleiter-Laser nach einem der Ansprüche 2, 3, 4 und 5, dadurch gekennz eichnet,

- daß das Substrat, die erste Schicht und die zweite Schicht eine Leitfähigkeit des ersten Typs aufweist, - daß die dritte Schicht mit einer Leitfähigkeit des ersten Typs eine V-förmige Nut aufweist,

- daß ein länglicher Bereich mit einer Leitfähigkeit

des zweiten Typs, die der ersten Leitfähigkeit entgegengesetzt ist, mindestens am V-förmigen Bereich ausgebildet ist und sich durch die zweite und dritte Schicht in die erste Schicht oder sich durch die dritte Schicht in die zweite Schicht erstreckt.
21. Halbleiter-Laser nach Anspruch 20, dadurch g e kennzeichnet, daß der Aufbau eine vierte

zwischen dem Substrat der ersten Schicht ausgebildete Schicht mit einer Leitfähigkeit des zweiten Typs aufweist, und das die erste Schicht sich durch die vierte Schicht zum Substrat erstreckt.
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22. Halbleiter-Laser nach Anspruch 20, dadurch gekennzeichnet, daß die erste Schicht einen verdickten Teil unterhalb des V-förmigen Bereichs aufweist ο
23. Halbleiter-Laser nach Anspruch 21, dadurch gekennzeichnet, daß die erste Schicht einen verdickten Teil unterhalb des V-förmigen Bereichs aufweist.
24. Halbleiter-Laser nach Anspruch 20, dadurch gekennz ei chnet, daß eine mit der zweiten Schicht in Berührung stehende Breite des V-förmigen Bereichs kleiner als 1 μπι ist.
25 ο Halbleiter-Laser nach Anspruch 21 oder 22, dadurch

gekennz eichnet, daß eine mit der zweiten

Schicht in Berührung stehende Breite des V-förmigen Bereichs kleiner als 1 μπι ist.
26. Halbleiter-Laser nach Anspruch 20, dadurch g e kennzeichnet, daß der Aufbau ein Substrat

mit einer hohen Widerstandfähigkeit aufweist, - daß eine fünfte Zone im Substrat eingebettet ist und sich zu einer Oberfläche des Halbleiter-Lasers erstreckt,und daß die erste Schicht mit der fünften Zone in Berührung steht.
27. Halbleiter-Laser nach Anspruch 21, dadurch g e — kennz ei chnet, daß der Aufbau ein Substrat mit einer hohen Widerstandsfähigkeit aufweist, daß eine fünfte Zone in dem Substrat eingebettet ist und sich zu einer Oberfläche des Halbleiter-Lasers erstreckt, und daß die erste Schicht mit der fünften Zone in Berührung steht.
28. Halbleiter-Laser nach einem der Ansprüche 1, 2,

0 3,4 und 5, dadurch gekennzeichnet, daß das Substrat , die erste Schicht, die zweite Schicht und die dritte Schicht eine hohe Widerstandsfähigkeit aufweisen, daß eine vierte Zone mit einer Leitfähigkeit des ersten Typs sich durch die zweite und dritte Schicht in die erste Schicht erstreckt, und daß eine längliche fünfte Zone mit einer Leitfähigkeit des zweiten Typs, die der der ersten Leitfähigkeit entgegengesetzt ist, sich durch einen Teil der vierten Zone und der zweiten Schicht erstreckt.
29. Halbleiter-Laser nach Anspruch 28, dadurch g e kennzei chnet, daß der erste Leitfähigkeitstyp vom η-Typ und der zweite Leitfähigkeitstyp vom p-Typ ist
30. Halbleiter-Laser nach Anspruch 29, dadurch g e kennz ei chnet, daß das Substrat, die erste, zweite und dritte Schicht η-Typ Schichten sind.
31. Halbleiter-Laser nach einem der Ansprüche 1, 2, 3, 4 und 5, dadurch gekennz eichn et, daß das Substrat, die erste, zweite und dritte Schicht eine Leitfähigkeit des ersten Typs aufweisen, daß eine vierte Schicht mit einer Leitfähigkeit des ersten Typs zwischen der ersten Schicht und der zweiten Schicht ausgebildet ist, daß eine fünfte Schicht mit einer Leitfähigkeit des ersten Typs zwischen der zweiten und der dritten Schicht ausgebildet ist, daß die vierte und fünfte Schicht einen Brechungsindex aufweist, der graduell von der aktiven Schicht zur Überzugsschicht abnimmt, und daß eine längliche Zone mit einer Leitfähigkeit des zweiten Typs, die der Leitfähigkeit des ersten Typs entgegengesetzt ist, sich durch die dritte, fünfte und zweite Schicht in einen Teil der vierten Schicht erstreckt.
32. Halbleiter-Laser nach Anspruch 31, dadurch gekennz eichnet, daß eine Brechungsindexvertei-

lung η(χ) in den Schichten sich nach n_n(1 - ax ) ändert, wobei n_Q und a Konstanten und χ ein Abstand von einem Mittelpunkt der aktiven Schicht in Richtung senkrecht zu einer Übergangszone ist.
33. Halbleiter-Laser nach einem der Ansprüche 1, 2, 3,4 und 5, dadurch gekennzeichnet, daß das Substrat, die erste und dritte Schicht eine Leitfähigkeit des ersten Typs aufweisen, daß die zweite Schicht eine Leitfähigkeit des zweiten Typs aufweist, die der Leitfähigkeit des ersten Typs entgegengesetzt ist, daß eine vierte Schicht eine Leitfähigkeit des zweiten Typs aufweist und zwischen der ersten und zweiten Schicht ausgebildet ist und eine breitere Bandlücke als die der zweiten Schicht aufweist, und daß ein länglicher fünfter Bereich mit einer Leitfähigkeit des zweiten Typs sich durch die dritte Schicht in die zweite Schicht erstreckt.
34. Halbleiter-Laser nach Anspruch 33, dadurch ge-

kennzeichnet, daß eine Zone hoher Widerstandsfähigkeit außerhalb des fünften Bereichs ausgebildet ist.
35. Halbleiter-Laser nach Anspruch 34, dadurch g e -

kennzeichnet, daß eine Dicke der vierten Schic] ungefähr dicker als 100 A ist.
36. Obtischer,integrierter Schaltkreis mit mindestens einem Halbleiter-Laser, dadurch gekennzeichne daß der Halbleiter-Laser

- eine erste auf einem Substrat ausgebildete (Überzugs-)
Schicht,

- eine zweite auf der ersten Schicht ausgebildete (aktive Schicht,

- eine dritte auf der zweiten Schicht ausgebildete (Überzugs-) Schicht aufweist,

wobei die Überzugsschichten einen kleineren Brechungsinde als den der aktiven Schicht aufweisen und ein Produkt ein Streifenbreite und einer Länge eines Resonators kleiner

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als 130 (EgB)EgA) um und eine effektive Reflektionsfähig keit ^Ri^Ro ^von Endflächen des Resonators größer als 0,4 ist, um den Leistungsverlust des Halbleiter-Lasers auf etv; 1 mW oder weniger zu beschränken.